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DOCTORAT DE L’UNIVERSITÉ DE TOULOUSE
Délivré par :
Discipline ou spécialité :
Présentée et soutenue par
Président du jury :
Rapporteur :
Rapporteur :
Directeur de thèse :
Ecole doctorale :
Unité de Recherche :
CALCULATEURS QUANTIQUES HAMILTONIENSvers une analyse symbolique des circuits quantiques
THÈSE
En vue de l’obtention du
DOCTORAT DE L’UNIVERSITÉ DE TOULOUSE
L’Université Toulouse III – Paul Sabatier
Nano-physique
par : Nicolas RENAUD le 17 novembre 2009
M. Jean-Pierre Launay
Mme. Françoise Remacle
M. Stephan Roche
M. Christian Joachim
M. Mark Ratner
M. Thierry Amand
Science de la matière
Groupe NanoScience CEMES
CALCULATEURS QUANTIQUES HAMILTONIENSune analyse symbolique des circuits quantiques
DOCTORAT DE L’UNIVERSITÉ DE TOULOUSE
Paul Sabatier
le 17 novembre 2009
JURY
Science de la matière
NanoScience CEMES
CALCULATEURS QUANTIQUES HAMILTONIENS une analyse symbolique des circuits quantiques
i
THESE
PRESENTEE DEVANT
L’UNIVERSITE DE TOULOUSE
Par Nicolas Renaud
En vue de l’obtention du
DOCTORAT DE L’UNIVERSITE DE TOULOUSESPECIALITE NANO-PHYSIQUE
CALCULATEURS QUANTIQUES HAMILTONIENSvers une analyse symbolique des circuits quantiques
SOUTENUE LE 17 NOVEMBRE 2009 DEVANT
President du jury M. Jean-Pierre LaunayDirecteur de these M. Christian JoachimRapporteur Mme. Francoise RemacleRapporteur M. Stephan Roche
M. Mark RatnerM. Thierry Amand
Ecole doctorale : Science de la matiere
Unite de Recherche : Groupe NanoScience CEMES
ii
Ce travail de these a ete effectue dans le magnifique cadre du CEMES, anciennement
LOE et nouvellement baptise Campus Gaston Dupouy. Mes premiers remerciementss
vont donc au gens travaillant, ou ayant travaille, pour que ce campus soit aussi agreable
qu’il l’est aujourd’hui.
Je tiens a remercier les membres de mon jury, tout particulierement Jean-Pierre Lau-
nay, qui a bien voulu en etre le president ainsi que mes rapporteurs, Francoise Remacle
et Stephan Roche pour le soin qu’ils ont apportes dans l’examination de mon travail.
Je tiens egalement a remercier Thierry Amand pour ses corrections detaillees ainsi que
Mark Ratner pour etre venu de si loin malgre la barriere de la langue.
Mes plus sinceres remerciements vont bien entendu a mon directeur de these, Chris-
tian Joachim, qui au dela des techniques et des methodes m’a communiquer son enthou-
siasme (parfois) debordant. Car la recherche c’est avant tout de l’envie, pour toutes ces
envies partagees : Merci.
Parce qu’on prend toujours la suite de quelqu’un, profitant avidement de son travail :
merci Ivan. Pour ses heures passees a se moquer de mes codes, mes defaites memorables
au ping-pong, m’avoir convaincu que j’etais capable de faire de l’escalade ou encore nos
soirees Dubliners : eskerrik asko, comme on dit par chez toi l’ami.
Faire la liste exhaustive et detaillee de tout les gens avec lesquels j’ai apprecie passer
ces trois ans serait vraiment trop long. Alors au hasard et dans le desordre : Oliv’ et ses
bandelettes protectrices, Ben’j et son anglais no regels, Florient et ses 4mm de graisse,
Florent et la seule machine au monde a faire ca, Jacques et ses avions qui decollent a
l’heure, Couette et sa couette, Cook et son nez, Mohamed et les mysteres de la chimie,
Dodo et sa nappe, la famille Garcelot, Pepette et sa chemise mauve, Nelson et sa Nelso-
nette, Houria ca pique dans la bouche, Gringo et sa dent, La petite et la mouette, Gonz
et les Gondole, la mafia espagnole, Chris et Marion parce qu’on est jamais assez impair,
Eeva pour tout transformer en or ...
Bien entendu, je ne peut pas finir ces remerciements sans parler de la famille. Alors
pour le support apporte pendant ces trois ans, mais aussi pendant les 24 avant : Les
Tilleuls et a la Pacouline, merci ! !
Nico
Table des matieres
1 La Mecanisation du Calcul 1A - L’electronique moleculaire . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3B - Traitement quantique de l’information . . . . . . . . . . . . . . . . 5
1 · Le calcul quantique . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52 · Le calcul quantique Hamiltonien . . . . . . . . . . . . . . . . 6
C - Organisation de ce travail de these . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
2 Controle de la trajectoire 13A - Trajectoire des systeme quantiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
1 · Definition de la trajectoire dans l’espace des etats . . . . . . 132 · Trajectoires des polyenes cycliques . . . . . . . . . . . . . . 163 · Controle de la trajectoire . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
B - Controle de la distance D(t) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 201 · Calcul de D(t) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 202 · Conditions de resonances de D(t) . . . . . . . . . . . . . . . 213 · Controle des resonances . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 234 · Conditions d’interference et d’anti-resonance de D(t) . . . . 275 · Consequences . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
C - Controle de la frequence Ω . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 321 · Calcul de Ω par filtrage de Fourier . . . . . . . . . . . . . . 322 · Calcul de Ω par filtrage de Green . . . . . . . . . . . . . . . 363 · Comparaison des filtrages de Green et de Fourier . . . . . . 394 · Interferences et resonances frequentielles . . . . . . . . . . . 40
D - Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
3 Perturbation des trajectoires 51A - Perturbations internes du Hamiltonien . . . . . . . . . . . . . . . . 51
1 · Perturbation sur le controle de D(t) . . . . . . . . . . . . . . 522 · Perturbation sur le controle de Ω . . . . . . . . . . . . . . . 553 · Comparaison . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
B - Perturbations dues a l’environnement . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
iii
iv TABLE DES MATIERES
1 · Modele de Fano . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 572 · Trajectoires . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58
C - Fidelite des trajectoires . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60D - Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62
4 Portes logiques controlees en distance 65A - Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65B - Conditions de resonances . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
1 · Systeme a deux etats : oscillations de Rabi . . . . . . . . . . 662 · Systeme a trois etats : equations diophantiennes . . . . . . . 69
C - Methode des groupes cycliques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 711 · Groupe cyclique et trajectoire periodique . . . . . . . . . . . 722 · Implantation de Portes logiques . . . . . . . . . . . . . . . . 743 · Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
D - Perturbation des systemes optimises . . . . . . . . . . . . . . . . . . 821 · Perturbation interne du Hamiltonien . . . . . . . . . . . . . 822 · Interaction avec l’environnement . . . . . . . . . . . . . . . . 84
E - Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85
5 Portes logiques controlees en frequence 89A - Methode des Heff inverse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90B - Interferences dynamiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95
1 · Presentation de la methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . 952 · Tables de Karnaugh ponderees . . . . . . . . . . . . . . . . . 973 · Implantation des fonctions Booleennes de deux variables . . 984 · Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100
C - Resonances frequentielles . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1011 · Presentation de la methode . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1022 · Implantation des fonctions Booleennes de deux variables . . 1053 · Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111
D - Stabilite . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116E - Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 118
6 Processus de mesure 121A - Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 121B - Mesure de Ω par courant tunnel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123
1 · Relation entre Ω et Pa→b dans un cas simple . . . . . . . . . 1232 · Relation entre Ω et Pa→b dans le cas general . . . . . . . . . 1303 · Generalisation a N electrodes . . . . . . . . . . . . . . . . . 1344 · Application aux portes logiques . . . . . . . . . . . . . . . . 135
C - Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138
TABLE DES MATIERES v
7 Realisation de QHC 143
A - Molecules Aromatiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 144
1 · Rotation d’un groupe chimique . . . . . . . . . . . . . . . . 144
2 · Manipulation STM d’atomes de surfaces . . . . . . . . . . . 156
3 · Application d’un champ electrique . . . . . . . . . . . . . . 160
B - Structuration de systemes periodiques . . . . . . . . . . . . . . . . . 165
1 · Structuration d’un mono-feuillet de graphene . . . . . . . . 165
2 · Modification d’une surface de Si(001)-(2×1)-H . . . . . . . . 168
C - Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 170
8 Montee en complexite 177
A - Interferometres Quantiques Generalises . . . . . . . . . . . . . . . . 178
1 · Presentation du systeme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 178
2 · Application . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 179
3 · Fonction Booleenne usuelles de N variables . . . . . . . . . . 181
4 · Fonction a plusieurs sorties . . . . . . . . . . . . . . . . . . 183
B - Circuits Spectraux Quantiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 184
1 · Presentation du systeme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 184
2 · Fonctions usuelles de M variables . . . . . . . . . . . . . . . 187
3 · Realisation d’un demi-additioneur . . . . . . . . . . . . . . . 189
4 · Realisation d’un additionneur-complet . . . . . . . . . . . . 191
5 · Realisation d’un additionneur 2 bits . . . . . . . . . . . . . . 194
C - Performances des architectures . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 199
1 · Duplications des donnees d’entree . . . . . . . . . . . . . . . 199
2 · Parallelisation du calcul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 200
3 · Amplitude du signal de sortie . . . . . . . . . . . . . . . . . 201
4 · Dimensions du systeme . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 201
D - Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 202
Conclusion 207
Perspectives 211
Representation des trajectoires 217
A - Representation de Bloch . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 217
1 · Systemes a deux etats . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 217
2 · Systemes a N etats et sphere de Bloch reduite . . . . . . . . 222
B - Representation de Majorana . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 226
vi TABLE DES MATIERES
Calcul des Esperances de D(t) et Ω 229C - Esperance de D(t) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 229D - Esperance de Ω . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 231
Interferometres quantiques generalises 233
Expression Booleenne de la partie imaginaire de Ω(E) 239
Calcul du T (E) 243
Liste des publications 249
Chapitre 1
La Mecanisation du Calcul
En etablissant un lien entre l’algebre de Boole [1] et les regles de connexion
des circuits electriques, Claude Shannon fut le premier a dessiner des circuits elec-
triques capables d’effectuer n’importe quelle operation arithmetique [2]. Il donna
ainsi le schema de ce qui deviendra une des briques de base de l’electronique
moderne : l’additionneur binaire. Ce circuit permet de calculer la somme, S =
sk+1, sk, sk−1, . . . , s1, s0, de deux nombres binaires A = ak, ak−1, . . . , a1, a0 et
B = bk, bk−1, . . . , b1, b0. L’addition de a0 et b0 donne la somme s0 et la retenue
c1 qui doit etre ajoute a a1 et b1 et ainsi de suite. Le circuit est alors construit
directement a partir des expressions symboliques des si et ci (voir figure 1.1) [2].
Les repercussions de cette revolution sont encore visibles aujourd’hui puisque ce
circuit est, a quelques ameliorations pres [3], omnipresent dans l’electronique mo-
derne.
En 1947, une deuxieme revolution propulsa l’architecture de Shannon au pre-
mier plan de l’industrie mondiale : le transistor. Les extraordinaires proprietes de
ce composant [4, 5] lui permirent de remplacer rapidement les interrupteurs et les
diodes utilises jusqu’alors pour la realisation des circuits logiques. La miniaturisa-
tion de ces dispositifs, encore d’actualite [6], a lance une course a l’augmentation
des ressources de calculs implantees sur une surface donnee, illustree par la desor-
mais celebre loi de Moore [7]. Pourtant, l’utilisation de cette approche pose des
problemes importants pour le futur developpement de l’electronique.
1
2 CHAPITRE 1. LA MECANISATION DU CALCUL
a) b)
Fig. 1.1 – Circuit original imagine par C.E. Shannon pour l’addition de deuxnombres. Le circuit de gauche permet d’effectuer la somme : a0 + b0, donnant lebit de poids faible de S, s0 = a0 ⊕ b0 et la retenue c1 = a0 · b0. Le circuit dedroite permet de d’effectuer la somme aj + bj + cj donnant le j-ieme bit de S,sj = aj ⊕ bj ⊕ cj et la (j+1)-ieme retenue cj+1 = aj · bj · cj [2].
Le premier probleme provient de la constante miniaturisation des transistors.
Est-il possible de reduire ce composant a la taille d’une seule molecule ou d’un seul
atome ? Si la reponse a cette question s’avere positive, comment alors continuer
d’augmenter la densite d’integration ?
Un deuxieme probleme provient de la miniaturisation du circuit. En effet, pour
que les lois de Kirchoff restent valides, deux composants doivent etre separes par
une distance minimale d’une dizaine de nanometres [8, 9] afin que la phase de
l’electron soit perdue [10]. Cette separation spatiale minimale limite de fait la mi-
niaturisation du circuit dans son ensemble.
Enfin, un dernier probleme porte sur le traitement des informations. Chaque
donnee est generalement dupliquee a differents endroits du circuit (il y a par
exemple deux a0 et deux b0 dans le circuit 1.1a). Devant commander plusieurs
transistors, chaque donnee doit etre portee a differents endroits ce qui engendre
A -. L’ELECTRONIQUE MOLECULAIRE 3
un probleme d’encombrement sur le circuit. De plus, chaque calcul est effectue par
etape, en propageant des informations d’une etape a une autre. Sur le circuit 1.1,
les retenues cj se propagent, ce qui implique que le calcul de sj ne peut se faire
que si sj−1 et cj ont deja ete calcules. Bien que cette propagation de la retenue
ait aujourd’hui ete contournee grace a une architecture legerement differente [3], la
propagation des donnees et leur duplication en differents endroits du circuit restent
deux contraintes fortes de l’approche de Shannon.
A - L’electronique moleculaire
Afin de repondre au probleme de la miniaturisation des composants, A. Aviram
et M. Ratner proposent en 1974, d’utiliser une molecule unique connectee a deux
electrodes metalliques comme une diode [11, 12, 13]. Ils proposent donc d’utiliser
le caractere quantique du transfert electronique intramoleculaire, pour realiser un
dispositif de l’electronique classique. Ce premier composant moleculaire n’est mal-
gre tout pas modifiable de l’exterieur et ne presente qu’une seule fonction : laisser
passer le courant dans un sens et le bloquer dans l’autre.
Les premiers composants pouvant changer d’etat sous une action exterieure
sont imagines en 1982 par Aviram [14, 15]. Bien d’autres auteurs, avec parmi eux
F.L. Carter [16], et C. Joachim [17], ont propose d’autres commutateurs bases par
exemple sur la modulation de la transparence d’une jonction tunnel en changeant
la conformation d’une molecule y residant. Tous ces dispositifs presentent deux
conformations stables, couplant ou decouplant les deux extremites de la molecule,
assurant ainsi la fonction d’interrupteur.
En 1988 Aviram etend le concept d’electronique moleculaire aux portes logiques
et aux memoires [18]. Utilisant les lois de Shannon et les interrupteurs moleculaires,
il propose les premiers circuits moleculaires realisant des fonctions logiques simples
[19]. Avec la realisation de transistors grace a une seule molecule de C60 [20] ou
un seul nanotube de carbone [21], cette approche a rapidement propose de nom-
breux dispositifs [22, 23]. Neanmoins, tout comme dans les circuits classiques, les
4 CHAPITRE 1. LA MECANISATION DU CALCUL
nano-fils metalliques reliant ces composants moleculaires doivent etre suffisamment
longs pour que le circuit fonctionne correctement.
Pour resoudre le probleme de la miniaturisation du circuit dans son ensemble,
F.L. Carter a propose, des 1984, d’incorporer tout les fils et les parties actives d’un
circuit a l’interieur d’une seule molecule [16], la considerant alors comme une petite
unite de calcul autonome. Cette approche a permis l’implantation de fonctions
logiques dans une seule molecule [24, 25, 26] allant meme jusqu’a la realisation
d’un additionneur binaire [27]. Neanmoins elle se heurte a la nature lineaire de la
superposition des courants a travers une molecule. Les dispositifs issus de cette
approche contiennent donc le plus souvent des elements non lineaires, ce qui rend
leur synthese d’autant plus difficile [26]. De plus, se limitant a l’architecture de
Shannon, ces circuits ne proposent pas un traitement des informations different
des circuits classiques.
Fig. 1.2 – Porte logique monomoleculaire realisant une fonc-tion OR. Les entrees logiquessont encodees dans les tensionsappliquees en B et C alors quela sortie est lue grace a l’inten-site du courant mesure en A[24].
B -. TRAITEMENT QUANTIQUE DE L’INFORMATION 5
B - Traitement quantique de l’information
De nombreuses pistes ont ete explorees pour proposer un traitement des infor-
mations different de celui propose par l’approche de Shannon [5]. Il a par exemple
ete propose de faire de la logique tout-optique [28, 29, 30, 31, 32, 33, 34, 35, 36, 37],
ou a base de micro-onde [38, 39, 40, 41]. Les propositions les plus novatrices sont
certainement celle basees sur l’utilisation des proprietes quantiques du traitement
de l’information.
1 · Le calcul quantique
Les bases du calcul quantique ont ete etablies au milieu des annees 80 par R.
Feynman et D. Deutsch [42, 43, 44, 45]. S’appuyant sur le principe de superposi-
tion de la mecanique quantique, cette approche propose de trouver une solution au
probleme de la duplication des donnees et de paralleliser les operations. Ainsi, les
bits de donnees sont encodes dans le vecteur d’onde initial du systeme, |Ψ〉. Ces
bits ne prennent plus exclusivement les valeurs 0 ou 1, mais peuvent prendre des
valeurs superposees, a la fois 0 et 1 : |Ψ〉 = c0|0〉+c1|1〉 avec pour seule condition :
|c0|2 + |c1|2 = 1. Une operation menee sur ce bit d’information donne la superposi-
tion des resultats obtenus si ce bit etait egal a 0 ou a 1. Cet algorithme permet de
realiser la meme operation, qui doit neanmoins etre reversible [46, 47], mais cal-
culee pour differentes valeurs des donnees d’entree. Bien d’autres algorithmes ont
ensuite ete proposes pour tirer profit des ressources de calcul qu’offre un systeme
quantique [48, 49], et de nombreux ouvrages reprennent en detail les principes et
les avancees du calcul quantique [50].
Bien que tres prometteur, le calcul quantique a attire quelques critiques de
la communaute scientifique [51]. Une des premieres porte sur l’absence totale de
resistance au bruit de ces circuits [4, 52]. En effet, a cause de l’utilisation de la
superposition des etats, un bit d’entree proche de “1”, dont la fonction d’onde
est : |Ψ〉 = limε→0
(ε|0〉+
√1− ε2|1〉), peut tout aussi bien etre une superposition
particuliere d’etats ou un “1” errone [4]. Cette approche necessite par consequent
un controle important du bruit auquel le systeme est soumis [53].
6 CHAPITRE 1. LA MECANISATION DU CALCUL
2 · Le calcul quantique Hamiltonien
Une approche plus recente propose egalement un traitement quantique de l’in-
formation. Cette approche, baptisee Calcul Quantique Hamiltonien, abregee QHC,
propose de controler la trajectoire, ρ(t), d’un systeme quantique a travers son es-
pace de Hilbert afin de construire des dispositifs electroniques realisant des fonc-
tions Booleennes [54, 55, 56]. Les donnees d’entree, α, sont encodees dans des
parametres bien identifes du Hamiltonien, H(α), du systeme. Un changement de
la valeur de ces parametres deforme ρ(t) et cette deformation est utilisee pour
encoder les donnees de sortie. Differentes caracteristiques de ρ(t) peuvent etre uti-
lisees pour encoder ces donnees : la distance D(τm) entre ρ(t) et un etat cible a un
temps donne ou encore la frequence d’evolution dominante, notee Ω, de ρ(t) dans
la direction de cet etat cible.
Les travaux de J. Fiurasek et I. Duchemin ont deja demontre les innovations que
cette approche apporte dans le traitement des informations [57, 58]. Ces circuits
quantiques peuvent calculer plusieurs operations en parallele en ne necessitant pas
de duplication des donnees d’entree. Aucune regle d’architecture n’etant connue
avant notre travail, la construction de ces circuits est jusqu’a present assuree par
un long processus d’optimisation numerique.
Fig. 1.3 – Demi-additioneur realiseen suivant l’approche QHC. Les don-nees d’entrees sont encodees dans lesangles Θ1 et Θ2 et les deux sortiesdans les probabilites |〈φAND|Ψ(t)〉|2 et|〈φXOR|Ψ(t)〉|2. L’evolution du systemeest declenchee par sa preparation dansun etat non stationnaire |φIN〉 et estcontrolee par les angles Θi. Des millionsde molecules ont du etre testees afin deconverger vers celle-ci [57].
C -. ORGANISATION DE CE TRAVAIL DE THESE 7
C - Organisation de ce travail de these
Pour assurer le developpement du calcul quantique Hamiltonien, il est primor-
dial de trouver les regles sous-jacentes qui gouvernent cette architecture quantique.
L’etude des proprietes de ρ(t) va nous permettre de formuler les expressions sym-
boliques respectees par ces circuits quantiques et ainsi de formuler ces regles.
Pour cela, nous mettrons en avant lors du chapitre 2 les conditions que doit
respecter le systeme pour que D(t) et Ω s’annulent ou au contraire soient maxi-
males. L’impact des perturbations, qu’elles soient engendrees par une source de
bruit ou par la presence de continuum, sera aborde au chapitre 3. La fidelite des
trajectoires vis-a-vis d’une trajectoire ideale y sera egalement definie.
Les chapitres 4 et 5 seront consacres a la realisation de portes logiques dans
des systemes quantiques. Le chapitre 4 traitera du controle de D(t) alors que le 5
abordera celui de Ω. Lors de ces deux chapitres nous proposerons des methodes de
construction des systemes quantiques basees sur les expressions symboliques des
fonctions qu’ils realisent.
Les moyens de mesure possibles des sorties de ces fonctions logiques seront
abordes au chapitre 6. Nous mettrons l’accent sur le lien existant entre Ω et le co-
efficient de transmission electronique au travers du systeme. Une fois ce lien etabli,
le resultat des portes logiques controlees en frequence pourra etre simplement me-
sure grace au courant tunnel parcourant les systemes les realisant. En appliquant
les methodes de construction du chapitre 5 a des systemes moleculaires simples,
nous presenterons au chapitre 7 des schemas d’implantation realistes dont une,
realisant une fonction NOR, est en cours d’etude experimentale.
Enfin, lors du chapitre 8, nous generaliserons les solutions d’implantations pre-
sentees au chapitre 5 a des fonctions logiques complexes. Nous menerons egalement
l’etude comparative des performances de l’approche QHC permettant de mettre en
avant ses points forts, tel que la parallelisation de differentes operations logiques,
et ses faiblesses, comme la faible restoration des donnees d’entree.
8 CHAPITRE 1. LA MECANISATION DU CALCUL
Bibliographie
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[4] R. Landauer, IEEE Trans. Electron Devices 43(1996) page 1637Need for a critical assessment
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Chapitre 2
Controle de la trajectoire des
systemes quantiques
A - Trajectoire des systemes quantiques dans leur
espace des etats
1 · Definition de la trajectoire dans l’espace des etats
L’evolution au cours du temps de l’operateur densite, ρ(t) = |Ψ(t)〉〈Ψ(t)|, asso-
cie a un systeme quantique, represente par le Hamiltonien H suppose independant
du temps, est regie par l’equation [1, 2, 3] :
d
dtρ(t) =
1
i~[H, ρ(t)] (2.1)
L’operateur ρ(t) decrit l’evolution au cours du temps des populations et des co-
herences des etats et contient toutes les informations de la trajectoire du systeme
dans son espace des etats, E . L’operateur H se decompose sur une base discrete
d’etats, |φ1〉, |φ2〉, . . . , |φN〉, appelee base locale, comme :
13
14 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
H =
|φ1〉 |φ2〉 |φN〉
h11 h12 . . . . . .
h†12 h22 . . . . . ....
.... . .
......
. . .
hN−1,N
h†N−1,N hNN
(2.2)
ou chaque etats |φi〉 peut par exemple representer une orbitale atomique du systeme
[4, 5, 6]. Puisque H est independant du temps, la resolution de (2.1) est immediate
et donne :
ρ(t) = U(t) |ψa〉〈ψa| U †(t) (2.3)
ou |ψa〉 = |Ψ(t = 0)〉 est l’etat initial de l’evolution et U(t) l’operateur d’evolution
temporel, definit comme [2] :
U(t) = e−iHt/~ (2.4)
Le calcul de ρ(t) peut donc s’effectuer en calculant |Ψ(t)〉 et en formant ensuite la
matrice |Ψ(t)〉〈Ψ(t)|. Au cours de cette evolution, la probabilite de presence d’un
etat donne, ρb = |ψb〉〈ψb|, est donnee par [2] :
Pab(t) = Tr[ρ(t)ρb] (2.5)
a) Calcul de |Ψ(t)〉
Le calcul de |Ψ(t)〉 peut se faire directement a partir de l’operateur d’evolution
temporel. La diagonalisation du Hamiltonien H donne les valeurs propres de cet
operateur : λ1, λ2, . . . , λN et ses vecteurs propres : |Ψ1〉, |Ψ2〉, . . . , |ΨN〉. Le
Hamiltonien s’ecrit alors : H = U† S U ou U est la matrice de changement
de base, formee par les vecteurs propres . . . , |Ψi〉, . . . et S est la representation
diagonale du Hamiltonien. |Ψ(t)〉 peut alors etre exprimee en fonction des valeurs
A -. TRAJECTOIRE DES SYSTEME QUANTIQUES 15
propres et des vecteurs propres de H en appliquant le theoreme spectral a (2.4)
[7, 8] :
|Ψ(t)〉 = U† e−iSt/~ U|Ψa〉 (2.6)
Pour les cas ou les expressions de U et S sont connues, cette methode mene
a l’expression analytique de |Ψ(t)〉. Cette expression peut egalement etre obtenue
par la transformee de Laplace de l’equation de Schrodinger regissant son evolution
temporelle [9] :
i~d|Ψ(t)〉dt
= H|Ψ(t)〉 ←→(pI+
i
~H
)|Ψ(p)〉 = |Ψ(0)〉 (2.7)
ou p est la variable conjuguee de t. La composante de |Ψ(p)〉 sur un des etats de
la base locale, |φn〉, est alors donnee par :
〈φn|Ψ(p)〉 =1
det(pI+ i
~H)An(p) =
An(p)
ΠNj=1(p− pj) (2.8)
ou An(p) est le determinant de la matrice formee a partir de(pI + i
~H)
ou la
nieme colonne a ete remplacee par |Ψ(0)〉. Le calcul du coefficient 〈φn|Ψ(t)〉, qui
s’appuie sur les poles de (2.8), est alors simplement donne par la transformee
de Laplace inverse de (2.8), et necessite l’expression analytique des zeros, notes
pi, du polynome det(pI + i
~H). Cette methode de calcul s’avere particulierement
interessante si la complexite de l’expression des vecteurs propres de H rend le
calcul direct de |Ψ(t)〉 par le propagateur temporel difficile. Neanmoins le calcul
analytique des poles de (2.8) etant equivalent au calcul des valeurs propres du
Hamiltonien, cette methode ne peut en aucun cas amener une solution qui est
inaccessible par la methode du propagateur temporel [9].
b) Representation de la trajectoire
La trajectoire ρ(t) d’un systeme contenant N etats quantiques est definie par
N2 coefficients complexes, tous etant une superposition de N(N−1)2
sinusoıdes. La
representation de ρ(t) necessite par consequent une methode adaptee. Pour les sys-
temes quantiques contenant deux etats, une representation bien connue est celle
16 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
de Bloch, qui construit a partir des elements de ρ(t) une courbe evoluant a la
surface d’une sphere, appelee alors sphere de Bloch [10, 13]. Cette methode peut
etre adaptee aux systemes contenant N etats quantiques, en ne considerant seule-
ment qu’une restriction de ρ(t), notee ρ|φi〉,|φj〉(t), sur un sous-espace de dimension
deux sous-tendu par les deux etats |φi〉 et |φj〉. Cette trajectoire restreinte peut
alors etre representee dans une sphere, appelee sphere de Bloch reduite (cf Annexe
A). La trace de ρ|φi〉,|φj〉(t) n’etant a priori pas egale a 1, cette trajectoire peut
penetrer l’interieur de la sphere meme si le systeme n’est pas en interaction avec
un continuum. D’autres methodes de representation sont bien entendu possibles.
Celle de Majorana [11, 12], utilisant la projection stereographique inverse sur une
sphere des racines d’un polynome, construit a partir de |Ψ(t)〉, est sans doute la
plus commune (cf Annexe A). Neanmoins de par sa simplicite, la representation
de Bloch reste la plus facilement comprehensible et sera utilisee dans la suite pour
representer les trajectoires des systemes quantiques etudies.
2 · Trajectoires des polyenes cycliques
Pour illustrer le concept de trajectoire, calculons la trajectoire quantique d’un
electron, dans le reseau π d’un polyene cyclique, dans l’approximation de Huckel
simple [6, 14, 16]. Les expressions analytiques des valeurs propres et des vecteurs
propres de ces systemes nous permettent de calculer |Ψ(t)〉 directement grace a
l’operateur d’evolution. Le Hamiltonien du reseau π d’un polyene cyclique est
donne sur sa base locale par :
H =
|φ1〉 |φ2〉 |φ3〉 . . . |φN−1〉 |φN〉
e ω 0 . . ω
ω e ω . . .
0 ω e. . . . .
. .. . . . . . . . . .
. . .. . . e ω
ω . . . ω e
(2.9)
Les vecteurs propres, |Ψl〉 et les valeurs propres, el, de ce systeme s’ecrivent [6, 15] :
A -. TRAJECTOIRE DES SYSTEME QUANTIQUES 17
|Ψl〉 =1√N
N∑ν=1
[cos(
2π(ν − 1)l
N) + sin(
2π(ν − 1)l
N)
]|φν〉 (2.10)
el = e+ 2ω cos
(2π
N(N − 1 + l)
)(2.11)
ou l prends les valeurs : 0, 1...., N . Supposons que l’etat initial de l’evolution,
|ψa〉, soit completement localise sur une seule des orbitales pz du systeme. Puisque
tout les etats sont equivalents, nous choisissons |ψa〉 = |φ1〉. Inversant l’equation
(2.10), la decomposition de cet etat sur la base propre du systeme s’ecrit : |ψa〉 =1√N
∑Nn=1 |Ψn〉. L’equation (2.6) donne alors :
|Ψ(t)〉 =1
N
N∑ν=1
[N∑n=1
e−ient/~(
cos(2π(ν − 1)n
N) + sin(
2π(ν − 1)n
N)
)]|φν〉
(2.12)
Il est alors possible de former la matrice densite du systeme ρ(t) = |Ψ(t)〉〈Ψ(t)|.Appliquons l’expression (2.12) au cas du benzene pour lequel N = 6 [18]. Notre
choix se porte sur le benzene puisque de part la commensurabilitee de ses valeurs
propres [6], sa trajectoire quantique est une courbe algebrique fermee (cf Annexe
A). Afin d’alleger les expressions nous posons ici ~ = 1, il vient alors :
|Ψ(t)〉 =1
3
(cos(2ωt) + 2 cos(ωt)
)|φ1〉 − i
3
(sin(ωt) + sin(2ωt)
)(|φ2〉+ |φ6〉)
+1
3
(cos(2ωt)− cos(ωt)
)(|φ3〉+ |φ5〉)− i
3
(sin(2ωt)− 2 sin(ωt)
)|φ4〉(2.13)
Afin d’obtenir une visualisation simple de la trajectoire, une coupe de l’hypersphere
a la surface de laquelle evolue ρ(t) doit etre effectuee. Selon le choix des deux etats
supportant le sous-espace de restriction, la portion de trajectoire representee n’est
bien entendu pas la meme. Les coordonnees dans la sphere de Bloch reduite des
restrictions ρ|φ1〉,|φ2〉(t) et ρ|φ1〉,|φ4〉(t) sont donnees par :
18 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
T12 =
X (t) = 19
(2 cos2(2ωt) + 5 cos2(ωt) + 3 cos(3ωt) + cos(ωt)− 2
)
Y (t) = −19
(sin(4ωt) + 3 sin(3ωt) + sin(ωt) + 2 sin(2ωt)
)
Z(t) = 0
T14 =
X (t) = 19
(2 cos2(2ωt) + 8 cos2(ωt) + 4 cos(ωt)− 5
)
Y (t) = −19
(sin(4ωt) + 4 sin(ωt)− 4 sin(2ωt)
)
Z(t) = 0
Ces nephroıdes [17] definies dans le plan (X ,Y ) sont representees sur la figure 2.1.
Le fait qu’elles ne passent jamais par le centre de la sphere, indique qu’une partie
de la trajectoire reste toujours dans le sous-espace de restriction. L’etude de l’ordre
et du genre des courbes algebriques obtenues par restriction de la trajectoire ρ(t)
sur un sous-espace, reste une question interessante mais qui ne rentre pas dans le
cadre de cette these.
a) b)
Fig. 2.1 – Representation de la trajectoire d’un electron, initialement localise dansune seule orbitale du reseau π d’un benzene dans le modele de Huckel simple. Selonle choix des etats sous-tendant le sous-espace de restriction, representes ici par desspheres a la surface de la sphere de Bloch reduite, differentes courbes sont obtenues.
A -. TRAJECTOIRE DES SYSTEME QUANTIQUES 19
3 · Controle de la trajectoire
Supposons que nous disposions d’un parametre variable dans le Hamiltonien
du systeme. Un changement de ce parametre deforme naturellement la trajectoire.
Reprenons l’exemple du benzene. Supposons qu’il nous est possible de controler
la valeur du couplage, α, entre l’etat |φ2〉 du reseau π du benzene et un etat
supplementaire isole denergie e. Representons alors ρ|φ1〉,|φ4〉(t) en fonction de la
valeur de α :
α = ω4
α = ω2
α = 2ω3
α = 3ω4
α = ω
Fig. 2.2 – Trajectoire ρ|φ1〉,|φ4〉 d’un benzene initialement prepare sur l’etat |φ1〉et dont l’etat |φ2〉 interagit avec un etat isole au travers d’un couplage α. Plus lavaleur de α augmente, plus la trajectoire initiale est deformee.
La deformation provoquee par une variation de α peut etre mise a contribution
pour controler differentes caracteristiques de ρ(t). La distance, D(τp), entre ρ(τp)
et un etat particulier du systeme, ρb = |ψb〉〈ψb| appele etat cible dans toute la
suite, peut varier drastiquement en fonction des parametres de controles. On peut
par exemple forcer le systeme a atteindre l’etat cible au temps τp ou au contraire
le forcer a appartenir l’espace complementaire de ρb a ce temps. On appelle ce
controle un controle en distance. Un autre controle possible est celui de la fre-
quence dominante de ρ(t) dans la direction ρb. Cette fonction, qui est donnee par
la projection de ρ(t) dans la direction de ρb, est une superposition de N(N−1)2
fonc-
tions oscillantes, chacune ayant un poids different dans la serie de Fourier de cette
fonction. La frequence dominante d’evolution, Ω, est celle dont le poids est le plus
fort. Une variation de Ω entraıne donc une acceleration ou au contraire une de-
celeration de ρ(t) dans la direction ρb. Ce controle est appele controle en frequence.
20 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
Maintenant que nous avons mis en avant la deformation des trajectoires in-
duite par une modification du Hamiltonien, et les possibilites de controles que cela
implique, nous allons etudier plus en details au cours des paragraphes 2-B et 2-C
les solutions de controles en distance et en frequence proposees ici.
B - Controle de la distance D(t)
1 · Calcul de D(t)
Une mesure possible de la distance [19, 20, 21, 22] , D(t), entre ρ(t) et l’etat
cible ρb, est donnee par la distance de Hilbert-Schmidt normalisee [19] :
D(ρ(t), ρb) =1
2Tr|ρ(t)− ρb| (2.14)
avec |A| =√A†A. Cette distance est nulle lorsque ρ(t) atteint l’etat cible et egale
1 quand ces deux etats sont orthogonaux. Elle depend du Hamiltonien, H, du
systeme et peut donc etre controlee par un changement des parametres hij. Dans
le cas ou ces deux etats sont purs cette distance s’ecrit simplement comme :
D(t) = |1− Tr[ρ(t)ρb]| = [|1− Pab(t)|]1/2 (2.15)
Posons que l’etat initial, |ψa〉, et l’etat cible, |ψb〉, se decomposent sur la base
propre du systeme comme :
|ψa〉 =N∑n=1
in|Ψn〉 et |ψb〉 =N∑n=1
cn|Ψn〉 (2.16)
et que les coefficient cn et in soient tous reels. Alors la probabilite Pab(t) s’exprime
en fonction des differences deux a deux des valeurs propres de H : ωnm = λn−λm~ ,
comme [9] :
Pab(t) =N∑n=1
i2nc2n + 2
N−1∑n=1
N∑m>n
incnimcmcos(ωnmt) (2.17)
B -. CONTROLE DE LA DISTANCE D(T ) 21
2 · Conditions de resonances de D(t)
Pour un controle efficace en distance, il faut qu’a un temps donne, τp, la distance
D(t) entre ρ(t) et l’etat cible ρb puisse valoir 0, c’est a dire que la trajectoire du
systeme atteigne completement ρb. La trajectoire est alors appelee resonante dans
la direction ρb. PuisqueD(t) depend uniquement de Pab(t), tout nos calculs peuvent
porter sur les proprietes que doit presenter cette fonction presque periodique pour
atteindre 1. La condition de resonance s’ecrit alors comme :
Pab(τp) =N∑n=1
i2nc2n + 2
N−1∑n=1
N∑m>n
incnimcmcos(ωnmτp) = 1 (2.18)
Nous allons montrer que trois conditions sont necessaires pour realiser (2.18). Ces
conditions peuvent se resumer comme :
– les coefficients du developpement de l’etat initial et de l’etat final sur la base
propre du systeme doivent respecter : |cn| = |in|,– le Hamiltonien doit presenter des valeurs propres commensurables, s’ecrivant
toutes comme λn = Zkn, avec Z reel et kn un entier. Il genere ainsi une
trajectoire periodique dans l’espace de Hilbert du systeme,
– si ωnm = kn − km est paire alors cnincmim > 0 et cnincmim < 0 si ωnm est
impaire
Ces conditions sont loin d’etre respectees par tout les Hamiltoniens, et seul certains
Hamiltoniens tres specifiques peuvent generer une trajectoire periodique entre deux
etats de leur base locale. La demonstration de ces trois conditions est donnee dans
notre publication [27] de maniere detaillee, nous les redemontrons ici de maniere
plus intuitives.
a) Condition sur les coefficients cn et in
Par hypothese l’etat cible, |ψb〉, est l’etat qu’atteint |Ψ(t)〉 a un certain temps τp :
|ψb〉 = e−iHτp/~|ψa〉 =N∑n=1
in|Ψn〉 (2.19)
avec in = cne−iλnτp/~. Nous avons egalement impose que in soit reel. L’unique
solution pour satisfaire cette condition est : e−iλnτp/~ = ±1. Ainsi il vient :
22 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
|cn| = |in| (2.20)
Le developpement de l’etat initial et de l’etat cible sur la base propre du systeme
est donc soumis a une condition de symetrie dans cette base qui sera developpee
a la section B.3 de ce chapitre.
b) Commensurabilite des valeurs propres
Si quelque soit n, e−iλnτp/~ = ±1, alors toute les valeurs propres de H s’ecrivent
comme :
λn = knπ~τp
kn ∈ Z (2.21)
le rapport de deux valeurs propres : λn/λm = kn/km est un donc nombre rationnel
et par consequent ces deux valeurs propres sont commensurales entre elles.
De plus si e−iλnτp/~ = ±1 alors (e−iλnτp/~)2 = e−iλn2τp/~ = 1. Au temps τ = 2τp,
cn = in et par consequent |ψ(2τp)〉 = |ψa〉 : l’evolution est revenue a son point de
depart, elle est par consequent periodique [34, 35, 36].
c) Parite des frequence reduites
D’apres (2.20), les coefficients in peuvent s’ecrire comme : in = (−1)xncn, xn pre-
nant les valeurs 0 ou 1, on peut alors ecrire :
Pab(t) =N∑n=1
c4n + 2
N−1∑n=1
N∑m=n+1
(−1)xn+xmc2nc
2m cos(ωnmτp) (2.22)
La seule solution pour satisfaire l’equation (2.18), est que Pab(t) =(∑N
n=1 c2n
)2
.
Pour cela il faut que :
N−1∑n=1
N∑m=n+1
(−1)xn+xmc2nc
2m cos(ωnmτp) =
N−1∑n=1
N∑m=n+1
c2nc
2m (2.23)
B -. CONTROLE DE LA DISTANCE D(T ) 23
c’est a dire que :
(−1)xn+xm cos(ωnmτp) = 1 (2.24)
Par consequent si le cos(ωnmτp) = 1 alors xn + xm doit etre pair, signifiant que
cnincmim > 0. Si au contraire cos(ωnmτp) = −1 alors xn + xm doit etre impair et
donc cnincmim < 0. La valeur du cosinus est entierement determine par les valeurs
des kn present dans l’expression des valeurs propres suivant : cos(ωnmτp) = −1
si la frequence reduite ωnm = kn − km est paire et cos(ωnmτp) = 1 sinon. Par
consequent pour que la trajectoire atteigne |ψb〉 il faut que cnincmim > 0 si la
frequence reduite, ωnm, est paire et que cnincmim < 0 si ωnm est impaire .
3 · Controle des resonances d’un systeme a trois etats
Pour illustrer le controle des trajectoires, etudions celle d’un systeme quantique
presentant trois etats. Le controle des systemes a deux etats, beaucoup plus simple,
est brievement traite dans l’annexe A. L’expression exacte de |Ψ(t)〉 permet la
determination des valeurs des parametres menant a une trajectoire resonante entre
l’etat initial et l’etat cible. Il est alors possible de controler la distance minimale
atteinte entre ρ(t) et l’etat cible en fonction de la variation de ces parametres.
Prenons le systeme a trois etats le plus simple :
H =
|φa〉 |φc〉 |φb〉( )0 α 0α e α0 α 0
24 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
Les deux parametres de controles α et e, doivent permettre de deformer la tra-
jectoire pour qu’elle atteigne completement l’etat cible ou contraire qu’elle s’en
ecarte. L’expression de Pab(t) est necessaire pour trouver les valeurs de ces pa-
rametres menant a une trajectoire resonante. Les valeurs propres et les vecteurs
propres de ce systeme sont donnes par :
λ0 = 0
λ± = 12
(e±√e2 + 8α2
) U = 1√2
|Ψ+〉 |Ψ0〉 |Ψ−〉
cos θ 1 sin θ
cos θ −1 sin θ√2 sin θ 0 −√2 cos θ
〈φa|〈φb|〈φc|
avec cos θ =√
12
+ |e|2√e2+8α2 . La preparation initiale du systeme sur |φa〉 mene a la
probabilite de presence de l’etat |φb〉 [49] :
Pab(t) = 1/4[1 + cos4(θ) + sin4(θ) + 2 cos2(θ) sin2(θ) cos(Ω0t)
−2 sin2(θ) cos(Ω+t)− 2 cos2(θ) cos(Ω−t)]
(2.25)
avec :
Ω0 =√e2 + 8α2, et Ω± =
e
2± Ω0
2(2.26)
La definition de U montre que la condition : |cn| = |in|, est respectee par ce systeme
quelque soit la valeur des parametres de controle. En revanche la commensurabilite
des valeurs propres, regie par l’equation :
nλ+ = mλ− n,m ∈ Z (2.27)
n’est a priori pas respectee. En injectant dans cette equation les expressions des
valeurs propres, on trouve la condition necessaire a une trajectoire periodique :
e =√
2|(n+m)|√−nm α (2.28)
B -. CONTROLE DE LA DISTANCE D(T ) 25
avec bien entendu nm < 0. Les trois frequences d’evolutions composants le spectre
de ρ(t) peuvent alors toutes s’exprimer en fonction des parametres n etm : Ω+,0,− =√2−nm|n|, |m|, |n−m|. Seule les frequences reduites, c’est a dire la partie entiere
de ces frequences, sont importantes. Elles sont donnees par :
ω+ = |n| p+ = −1
2cos2 θ (2.29)
ω0 = |m| p0 = −1
2sin2 θ (2.30)
ω− = |n−m| p− = cos2 θ sin2 θ (2.31)
ou les p+,0,− sont les poids de chacune des frequences, directement tires de l’equa-
tion (2.25). Ces poids correspondent bien entendu aux differents produits cnincmim.
La condition reliant les paritees des frequences reduites aux signes de ces coeffi-
cients nous indique alors que pour avoir une evolution resonante il faut que n et
m soient tous les deux impairs.
Les coordonnees de la trajectoire restreinte ρ|φa〉,|φb〉 sont, en posant ~ = 1 pour
eviter de surcharger les expressions, donnees par :
Tab =
X (t) = cos2 θ cos(λ+t) + sin2 θ cos(λ−t)
Y (t) = cos2 θ sin(λ+t) + sin2 θ sin(λ−t)
Z(t) = 12(cos4 θ + sin2 θ − 1) + cos2 θ sin2 θ cos ((λ+ − λ−)t)
(2.32)
La periode de ces cycloıdes spheriques est atteinte quand les trois termes oscillants
composant la trajectoire se synchronisent. Il est facile de montrer que la valeur de
cette periode est :
τp =~|α|
√2|nm|π (2.33)
Afin d’illustrer les trajectoires resonantes nous donnons quelques exemples sur
la figure 2.3. Le parametre de controle est ici le rapport entre e/α qui selon sa
valeur donne une trajectoire periodique resonante ou au contraire une trajectoire
pseudo-periodique. Le controle e/α sur la valeur maximale de Pab(t) est represente
26 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
sur la figure 2.4. On y voit clairement apparaıtre des maximums qui correspondent
au cas resonants et des minimums qui correspondent au cas periodique mais non
resonants, c’est a dire lorsque la condition reliant les poids des frequences et leur
parite n’est pas respectee [49].
Fig. 2.3 – Probabilites Pab(t) et trajectoires dans la sphere de Bloch reduites soustendu par |φa〉 et |φb〉. Ces quatres cas sont resonants.
Fig. 2.4 – Les maximums,observes sur la variationde l’amplitude maximale dePab(t) en fonction du para-metre de controle e/α, cor-respondent au trajectoiresresonnantes pour les diffe-rentes valeurs de n et m [9].
B -. CONTROLE DE LA DISTANCE D(T ) 27
4 · Conditions d’interference et d’anti-resonance de D(t)
Maintenant que nous connaissons les conditions pour que la trajectoire atteigne
completement un etat cible, il est tout naturel d’etudier les cas ou cette trajectoire
doit appartenir au sous-espace orthogonal a l’etat cible. Il faut donc pour cela que
la probabilite de presence Pab(τp) respecte :
Pab(τp) =N∑n=1
i2nc2n + 2
N−1∑n=1
N∑m>n
incnimcmcos(ωnmτp) = 0 (2.34)
Deux situations respectent cette condition : l’interference dynamique et l’antire-
sonance. Nous allons montrer que bien que la premiere constitue un phenomene
que nous n’avons pas encore rencontre, la deuxieme est similaire aux conditions de
resonances vu dans le paragraphe precedent.
a) Interference dynamique
Une situation respecte la condition (2.34) quelque soit t. En effet si l’etat initial
et l’etat cible appartiennent a deux sous-espaces propres orthogonaux, c’est a dire
si :
cnin = 0 ∀ n (2.35)
alors Pab(t) reste nulle au cours du temps. Cette configuration definit une relation
d’interference, appelee dans la suite interference dynamique, entre l’etat initial et
l’etat cible. Bien que ces deux etats soient physiquement relies dans la base locale
du systeme, la trajectoire ρ(t) ne peut atteindre l’un en etant partie de l’autre. Un
exemple bien connu est l’interferometre quantique dont le Hamiltonien est donne
par [25, 48] :
H =
|φ1〉 |φ2〉 |φ3〉 |φ4〉
. k k .k . . kk . . −k. k −k .
Les etats |φ1〉 et |φ2〉 bien que physiquement relies, verifient la relation (2.35). Pour
28 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
le montrer ecrivons la matrice de diagonalisation de H :
U =
|Ψ1〉 |Ψ2〉 |Ψ3〉 |Ψ4〉
0 −1/√
2 1/√
2 0
−1/2 1/2 1/2 1/2
1/2 1/2 1/2 −1/2
−1/√
2 0 0 −1/√
2
〈φ1|〈φ2|〈φ3|〈φ4|
(2.36)
Les etats |φ1〉 et |φ4〉 se decomposent donc respectivement sur les sous-espaces
propres sous-tendu par |Ψ2〉, |Ψ3〉 et Ψ1〉, |Ψ4〉, et verifient donc la relation
(2.35). Les coordonnees et la representation de ρ|φ1〉,|φ4〉 sont donnees sur la figure
2.5. La trajectoire oscille donc entre son etat de depart et le centre de la sphere
restant sur l’axe qui relie ces deux etats. Elle reste donc orthogonale a |φ4〉 tout
au long de l’evolution.
T14 =
X (t) = cos2(kt)
Y (t) = 0
Z(t) = 0
Fig. 2.5 – Tra-jectoire associee aun interferometrequantique. Latrajectoire restedans le sous-espaceorthogonal a l’etatcible.
B -. CONTROLE DE LA DISTANCE D(T ) 29
b) Antiresonance
Si les etats |ψa〉 et |ψb〉 ne verifient pas la condition d’interference dynamique,
la seule solution pour que la condition (2.34) soit respectee est que le temps τp soit
egal a la periode τ de la trajectoire, celle-ci devant donc etre periodique. En effet
la condition d’antiresonance, Pab(τp) = 0 equivaut a :∣∣∣∑N
n=1 cnine−iλnτp/~
∣∣∣2
= 0,
qui implique :
N∑n=1
cnine−iλnτp/~ = 0 (2.37)
En extrayant l’element n = m de la somme, et en decomposant en partie reelle et
partie imaginaire il vient :
−cmim =N∑
n=1,n6=mcnin cos(ωnmτp) (2.38)
0 =N∑
n=1,n6=mcnin sin(ωnmτp) (2.39)
Une solution de l’equation (2.39) est alors : ωnmτp = knmπ ∀ n,m. En reinjectant
cette condition dans (2.38) il vient :
N∑
n=1,n6=m(−1)xncnin + cmim = 0; (2.40)
xn prenant les valeurs 0 ou 1. Puisque 〈ψb|ψa〉 = 0, les coefficients cn et in respectent∑Nn=1 cnin = 0. Ainsi pour satisfaire (2.40) il suffit que :
cos(ωnmτp) = 1 ∀ n,m (2.41)
Cette equation signifie que τp est la periode de la fonction Pab(t). Les trajectoires
antiresonantes ne peuvent donc etre que des trajectoires periodiques revenant a
leur etat de depart, a un facteur de phase global pres.
30 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
5 · Consequences
Les conditions de resonances que nous venons de mettre en evidence imposent
des contraintes fortes sur la base propre et les valeurs propres du Hamiltonien du
systeme. L’application de ces conditions a des consequences sur les caracteristiques
des systemes quantiques pouvant presenter une trajectoire resonante entre deux
etat de leur base locale. La plus evidente, dictee par la condition (2.20), est que
deux etats ne peuvent etre resonant uniquement si’ils ont la meme energie [9].
D’autres consequences sont developpees ici.
a) Periodicite de la trajectoire
Une trajectoire ne peut etre resonante entre deux etats de la base locale uni-
quement si elle est periodique, les valeurs propres de H devant alors etre com-
mensurables entre elles. Tout comme la trajectoire d’un rayon enferme dans une
boite reflechissante [28], le caractere periodique des trajectoires quantiques est donc
soumis a des conditions de commensurabilite des parametres determinants de son
evolution.
Neanmoins il est tres simple de construire un Hamiltonien generant une trajec-
toire periodique. En effet tous les Hamiltoniens : H = USU†, ou les elements de
la matrice diagonale S sont commensurables, generent une telle trajectoire. Cette
trajectoire n’est pas pour autant resonante entre deux etats, la matrice de chan-
gement de base, U, ne verifiant pas forcement les conditions sur les coefficients cn
et in et la parite des frequences reduites.
Si en revanche seuls quelques elements de H sont modifiables, il devient extre-
mement difficile de rendre toutes les valeurs propres de H commensurables entre
elles. La plupart du temps, l’expression de ces valeurs propres n’est meme pas
connue, et seule leur localisation sur l’axe reel est possible par le biais d’ovales
de Cassini ou de cercles de Gerschgorin [30, 31, 32, 33]. Neanmoins meme en
connaissant les expressions des valeurs propres, le systeme d’equations diophan-
tiennes forme par leur quotients, est tres difficilement soluble [29]. Forcer ces valeurs
propres a etre commensurables entre elles reste un probleme difficile [32].
B -. CONTROLE DE LA DISTANCE D(T ) 31
b) Relation de symetrie entre les etats resonants
Les equations reliant les coefficient cn et in au parites des frequences propres
reduites definissent une relation de symetrie entre l’etat initial et l’etat cible. En
effet la matrice, M definie par : c = M i est donnee par :
c1
c2
...
cN
=
±1 0 . . .
0 ±1. . .
.... . . . . . 0
0 ±1
i1
i2...
iN
(2.42)
ou le signe des elements est donne par la parite des frequences propres reduites.
Cette matrice est par definition une matrice de symetrie definie sur la base propre
de l’operateur H. Les deux etats sont donc symetriques par rapport a un plan
de symetrie de cette base propre. Cette relation s’avere tres interessante pour
trouver, si il existe, l’etat resonant d’un etat donne. Ainsi dans le cas du benzene,
qui presente des valeurs propres commensurables, la matrice de symetrie des etats
resonants dans la base propre du systeme est donnee par :
M =
|Ψ1〉 |Ψ2〉 |Ψ3〉 |Ψ4〉 |Ψ5〉 |Ψ6〉
1 0 0 0 0 0
0 −1 0 0 0 0
0 0 −1 0 0 0
0 0 0 −1 0 0
0 0 0 0 −1 0
0 0 0 0 0 1
(2.43)
l’etat resonant, |φ1〉 associe l’etat de la base locale, |φ1〉 est alors donne par :
|φ1〉 = UMU†|φ1〉 = −1
3|φ1〉+
2
3(|φ3〉+ |φ5〉) (2.44)
ou U est la matrice de changement de base formee par les vecteur propres du
benzene.
32 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
C - Controle de la frequence Ω
La frequence effective d’evolution, Ω, entre les deux etats |ψa〉 et |ψb〉 est la
composante dominante de la projection de ρ(t) dans la direction ρb de l’espace de
Hilbert du systeme [9]. C’est donc la composante de poids fort de la transformee
de Fourier :
F(w) =
∫ ∞
−∞ρbρ(t)ρb e
−iwtdt (2.45)
Pour l’etude de la frequence effective d’evolution, il est tres utile de construire
un Hamiltonien effectif qui ne prend en compte que cette composante dominante.
De nombreuses techniques, basees sur les transformations de Bloch [46] ou de
des Cloizeaux [47], ont ete proposees pour la formulation d’Hamiltonien effectif
[24, 37, 38, 39, 40, 41, 42]. Une formulation simple de cet Hamiltonien effectif est
presentee ici et est mise en relation avec la transformee de Fourier de la fonction
Pab(t). La resolvante, ou fonction de Green, G, du Hamiltonien permet egalement
la formulation d’un Hamiltonien effectif [43, 44, 45]. Cette methode est exposee
ensuite et la comparaison entre les deux methodes montre clairement que pour un
systeme donne, ces deux Hamiltoniens effectifs sont identiques loin des singularites
de G. La forme particulierement simple du Hamiltonien effectif obtenue a partir
de G, permet l’etude de phenomenes interessants a travers l’analyse des proprietes
de l’operateur de deplacement Rab(z) [43].
1 · Calcul de Ω par filtrage de Fourier
La relation entre Ω et Pab(t) vient naturellement en developpant le terme
ρbρ(t)ρb dans l’equation (2.45). Il vient alors :
F(w) =( ∫ ∞
−∞Pab(t) e−iwtdt
)|ψb〉〈ψb| (2.46)
La frequence effective d’oscillation est donc le terme dominant dans la transformee
de Fourier de la probabilite de presence Pab(t).
C -. CONTROLE DE LA FREQUENCE Ω 33
a) Critere de Bloch
L’expression (2.17) de Pab(t) est la serie de Fourier d’une fonction presque
periodique. Le terme,∑
n c2ni
2n en est la valeur moyenne et nous avons vu que le
terme :
pωnm = cnincmim = 〈ψa|Pn|ψb〉〈ψb|Pm|ψa〉 (2.47)
ou Pk = |Ψk〉〈Ψk|, est le poids de la frequence ωmn. Selon le critere de Bloch, la
frequence dominante, Ω, est alors donne par la difference des deux valeurs propres
qui maximisent pωnm [46].
b) Oscillation Effective
L’oscillation effective, lissant la fonction Pab(t), est une oscillation de Rabi [2]
dont l’expression est :
Peff(t) = Aeff sin2(Ωt) (2.48)
ou Ω est la frequence effective d’evolution, determinee grace au critere de Bloch
et Aeff l’amplitude des oscillations effectives. La valeur de Aeff est donnee par
l’amplitude maximale que peut atteindre Pab(t) :
Aeff = sup(Pab(t)
)=
N∑n=1
c2ni
2n + 2
N−1∑n=1
N∑m=n+1
|cnincmim| (2.49)
c) Hamiltonien Effectif
Le Hamiltonien, qui genere l’evolution (2.48), est un Hamiltonien effectif de
dimension deux uniquement supporte par les deux etats |ψa〉 et |ψb〉. La fonction
Pab(t) d’un systeme a deux etats s’ecrit :
P(t) =4α2
a2 + 4α2sin2
(√a2 + 4α2
2t
)(2.50)
ou a est la difference en energie de ces deux etats et α le couplage qui les relie. En
egalant les expressions (2.48) et (2.50) on obtient :
34 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
a = Ω(1− Aeff)1/2 α = A1/2eff
Ω
2(2.51)
Le Hamiltonien effectif generant les oscillations effectives entre |ψa〉 et |ψb〉 et
donnees par (2.48) peut donc se mettre sous la forme :
Heff =
|ψa〉 |ψb〉( )0 A
1/2eff
Ω2
A1/2eff
Ω2
Ω(1− Aeff)1/2(2.52)
Cette methode de construction d’un Hamiltonien effectif, basee sur l’analyse
de Fourier du systeme, est equivalente a la transformation de Bloch, et permet un
lissage precis de la trajectoire, a la seule condition qu’une des frequences composant
le spectre de Pab(t) ait un poids plus important que les autres. Comme nous allons
le voir, les parametres du Hamiltonien permettent d’augmenter la valeur Ω ou au
contraire de la diminuer jusqu’a l’annuler.
d) Application a un systeme a trois etats
Pour illustrer le filtrage de Fourier et l’influence des parametres de controle sur
Ω, etudions le systeme a trois etats deja rencontre au chapitre 2-B.4. Pour per-
mettre une oscillation entre l’etat initial et l’etat cible lorsque α = 0, un couplage
direct, µ, est introduit entre ces deux etats. Le Hamiltonien du systeme est alors :
H =
|φa〉 |φc〉 |φb〉( )0 α µα e αµ α 0
C -. CONTROLE DE LA FREQUENCE Ω 35
Les valeurs propres et les vecteurs propres de ce systeme peuvent s’ecrivent comme :
λ0 = −µλ± = 1
2
((e+ µ)±√∆
) U = 1√2
|Ψ+〉 |Ψ0〉 |Ψ−〉
cos θ 1 sin θ
cos θ −1 sin θ√2 sin θ 0 −√2 cos θ
〈φa|〈φb|〈φc|
avec ∆ = (e−µ)2+8α2 et cos θ =
√12
+ |e−µ|2√
(e−µ)2+8α2. Connaissant ces expressions,
le calcul de Pab(t) peut se faire directement par application du theoreme spectral :
Pab(t) = 1/4[1 + cos4(θ) + sin4(θ)
+ 2 cos2(θ) sin2(θ) cos(Ω0t)
− 2 sin2(θ) cos(Ω+t)− 2 cos2(θ) cos(Ω−t)]
(2.53)
avec : Ω0 =√
(e− µ)2 + 8α2 et Ω± = e+3µ2± Ω0
2.
A partir de (2.53) les poids de chacune des trois frequences sont faciles a determi-
ner :
pΩ0 =1
2cos2(θ) sin2(θ) pΩ+ =
1
2sin2(θ) pΩ− =
1
2cos2(θ) (2.54)
D’apres ces equations, la frequence dominante est soit Ω+ soit Ω− selon la valeur
de θ. De plus, puisque l’etat initial et l’etat cible ont la meme energie, l’amplitude
Aeff est ici egale a 1. L’oscillation effective est alors donnee par : Peff(t) = sin2(Ωt).
La variation de Ω en fonction de la valeur des parametres e et µ et avec α = 1, est
representee sur la figure 2.6. Il apparaıt clairement sur cette figure, des points ou
Ω s’annule et des sauts brusques, qui correspondent a un changement de couple
de valeurs propres dominantes. Au voisinage de ces sauts deux frequences ont
des poids similaires et des battements apparaissent dans Pab(t). Des exemples de
trajectoires ainsi que leur trajectoires effectives sont representees sur la figure 2.7.
36 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
Fig. 2.6 – Variation de Ωen fonction de µ pour diffe-rentes valeurs de e (eV) etpour α = 1 eV . En fonctionde la valeur des differentsparametres de controles ilest possible d’annuler Ω ouau contraire de faire oscil-ler rapidement la trajectoiredans la direction de ρb.
a1) a2)
b1) b2)
Fig. 2.7 – Population Pab(t)(noir sur l’evolution tempo-relle et rouge sur les spheresde Bloch reduites) et trajec-toire effective (bleue) pourle systeme a trois etats. Lesfigures a1) et a2) illustrentun cas ou la trajectoire estresonante entre l’etat initialet l’etat cible. Pour les deuxautres figures cette trajec-toire est aperiodique.
2 · Calcul de Ω par filtrage de Green
Pour l’etude des trajectoires generees par un Hamiltonien du type H = H0 +V ,
ou V est une perturbation appliquee sur H0, il est utile d’introduire la resolvante,
ou fonction de Green du systeme, G(z), definit comme [43] :
G(z) =1
z −H (2.55)
ou z est complexe. L’operateur d’evolution, U(t) s’exprimant par une integrale de
contour simple de G(z), les proprietes de cette fonction sont de premiere importance
C -. CONTROLE DE LA FREQUENCE Ω 37
dans le controle de la trajectoire du systeme. De plus, comme nous allons le voir, la
restriction de cet operateur a un sous espace d’interet permet l’expression compacte
du Hamiltonien effectif.
a) Hamiltonien effectif issue de la restriction de G(z)
Definissons deux projecteurs P = |ψa〉〈ψa|+ |ψb〉〈ψb| et Q =∑
i6=a,b |ψi〉〈ψi| et
appelons E0 le sous-espace sous-tendu par les etats |ψa〉, |ψb〉. La restriction de
G(z) sur E0 s’ecrit comme :
PG(z)P =P
z − PH0P − PR(z)P(2.56)
ou R(z) est l’operateur de deplacement definit comme [43] :
R(z) = V + VQ
z −QH0QV + V
Q
z −QH0QV
Q
z −QH0QV + . . . (2.57)
L’operateur, PG(z)P , est la resolvante du Hamiltonien effectif de Lodwin :
Heff = PH0P + PR(z)P (2.58)
Cet operateur est uniquement defini sur les deux etats qui sous tendent E0. L’os-
cillation a travers ce sous-espace est donc une oscillation de Rabi dont la frequence
est donnee par la difference des deux valeurs propres de Heff. De plus si |ψa〉 et
|ψb〉 n’interagissent pas directement au travers de H0, le couplage effectif entre ces
deux etats est assure par l’element Rab(z) = 〈ψa|R(z)|ψb〉.
Deux approximations peuvent etre faite ici afin de faciliter le calcul de Ω.
La premiere, justifiee si V est suffisamment petit devant H0, consiste a tronquer
cette serie, par exemple au deuxieme ordre : R(z) ' V + V Qz−H0
V . La deuxieme
approximation consiste a negliger la dependance en energie de l’operateur R(z). En
effet si les etats qui sous tendent E0 ont la meme energie, E, il est courant d’ecrire :
R(z) ' limη→0R(E + iη). Sous ces deux conditions le Hamiltonien effectif (2.58)
est donne par :
38 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
Heff = PH0P + PV P + limη→0
PV Q1
E + iη −QH0QQV P (2.59)
Cet Hamiltonien effectif peut egalement etre obtenu a partir de l’equation de
Schrodinger dependante du temps. Il suffit pour cela d’introduire l’approximation :(QΨ(t)
) ' e−iEt/~(QΨ(0)
), valable si V est suffisamment faible, dans la projection
de l’equation de Schrodinger dependante sur le sous espace E0.
b) Expression de Ω
En developpant (E + iη − QH0Q)−1 en fonction de sa matrice d’adjacence et
de son determinant, (2.59) devient :
Heff = limη→0
1
det (E + iη −QH0Q)
(haa hab
hba hbb
)(2.60)
avec : hij = 〈ψi|PV adj (E + iη −QH0Q)V P |ψj〉. La frequence effective d’oscil-
lation, donnee par la difference des deux valeurs propres de (2.60) s’ecrit alors
comme :
Ω = limη→0
Adet (E −QH0Q± iη)
(2.61)
ou A =√
(haa − hbb)2 + 4|hab|2. En utilisant l’equation de Dirac-Plomelj :
1
x± iη = P(1
x)∓ iπδ(x) (2.62)
ou P est la partie principale, et puisque det(E−QH0Q±iη) ' det(E−QH0Q)±iη,
la frequence d’oscillation effective peut s’ecrire simplement comme :
Ω = P( A
det(E −QHQ)
)∓ iπδ
(det(E −QHQ)
A)
(2.63)
On voit clairement apparaıtre ici la presence de singularites, provenant des poles
de la fonction de Green dans l’expression de Ω [43].
C -. CONTROLE DE LA FREQUENCE Ω 39
3 · Comparaison des filtrages de Green et de Fourier
Pour etudier les differences entre les filtrages de Fourier et de Green, appliquons
ces deux techniques sur l’exemple simple d’un systeme a trois etats. Supposons que
les etats |φa〉 et |φb〉 soient de meme energie et faiblement couples a l’etat central
|φc〉. Le Hamiltonien est alors :
H =
|φa〉 |φb〉 |φc〉
E 0 ε
0 E ε
ε ε e
(2.64)
Le calcul des Hamiltoniens effectifs de Fourier et de Green mene a :
HFeff =
|E − e| −√
(E − e)2 + 8ε2
4
|φa〉 |φb〉( )0 1
1 0(2.65)
HGeff = lim
η→0
ε2
E − e± iη
|φa〉 |φb〉( )0 1
1 0(2.66)
Si ε¿ E − e, le prefacteur de HFeff peut etre developpe comme :
|E − e|4
− |E − e|4
(1 + 4
ε2
(E − e)2
)= − ε2
|E − e| (2.67)
Dans ce cas les deux Hamiltoniens effectifs sont ,au signe pres, identiques. Par
consequent lorsque E est loin des valeurs propres de QHQ, le Hamiltonien effectif
de Green converge vers celui de Fourier. Si par contre E = e, le prefacteur de
HFeff devient 2
√2ε, alors qu’en ce meme point, HG
eff presente une singularite. Ce
phenomene, appele resonance frequentielle, sera aborde plus en detail dans la sec-
tion suivante. En conclusion, comme represente sur la figure 2.8, le Hamiltonien
de Green converge vers celui de Fourier tant que E reste loin de l’energie, e, de
l’etat central et s’en ecarte fortement des que ces deux valeurs sont proches.
40 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
Fig. 2.8 – Representa-tion logarithmique desfrequences effective d’os-cillation ωF et de GreenωG d’un systeme a troisetats, calculees par fil-trage de Fourier et deGreen pour E = 0 etε = 10−3, en fonction del’energie du niveau cen-tral .
4 · Interferences et resonances frequentielles
Pour que le controle en frequence soit efficace, les parametres de controles
doivent pouvoir annuler Ω ou au contraire la rendre maximale. Outre les inter-
ferences destructives introduites brievement au chapitre 2-B-3, deux phenomenes
sont particulierement interessants : les interferences et les resonances frequentielles.
Ces phenomenes sont etudies ici pour le systeme modele :
H =
|Ψa〉 |Ψb〉 |φ1〉 |φ2〉 . . . |φN〉
Ea 0 ε1 ε2 . . . εN0 Eb µ1 µ2 . . . µNε1 µ1 e1 0
ε2 µ2 0 e2. . .
......
. . . . . . 0εN µN 0 eN
les couplages εi et µi forment le terme perturbatif V , modelisant les interactions
entre les etats lateraux |Ψa〉 et |Ψb〉 au travers du systeme central diagonal.
C -. CONTROLE DE LA FREQUENCE Ω 41
a) Interference dynamique : factorisation de Rab(z)
Nous avons deja brievement rencontre le phenomene d’interference dynamique
au travers de l’interferometre quantique. Ce phenomene peut etre etudie de ma-
niere plus generale par l’etude des conditions necessaires pour annuler Rab(z). La
perturbation V n’est pas ici consideree comme etant suffisamment faible, pour que
la serie (2.57) puisse etre tronquee a son ordre le plus bas. Tous les termes de
R(z) sont donc pris en compte. Comme nous allons le montrer, Rab(z) peut dans
certain cas etre factorise. La demonstration de cette propriete, bien que longue,
ne presente aucune difficulte, nous n’en faisons donc qu’une breve description. En
inserant la relation de fermeture sur les etats propres de H0, puis en regroupant
les termes ou apparaissent n fois les denominateurs en 1/(z − Ea) ou 1/(z − Eb),Rab(z) peut s’ecrire comme :
Rab(z) =N∑η=1
Vaη1
z − eηVηb +∑
i=a,b
1
z − EiN∑
η,µ=1
(Vaη
1
z − eηVηi)(Viµ
1
z − eµVµb)
+∑
i,j=a,b
1
z − Ei1
z − EjN∑
η,µ,ν=1
(Vaη
1
z − eηVηi)(Viµ
1
z − eµVµj)(Vjν
1
z − eν Vνb)
+ . . . (2.68)
ou Vaη = εη et Vbη = µη. Supposons maintenant que tout les etats centraux pre-
sentent la meme energie : eη = e, le terme d’ordre le plus bas de la serie de
perturbation peut alors se factoriser donnant :
Rab(z) =S
z − e∑η
VaηVηb (2.69)
ou S est la somme des ordres de perturbation. Il est dans ce cas suffisant d’annuler
le terme∑
η VaηVηb pour annuler le couplage effectif entre les deux etats |Ψa〉 et
|Ψb〉. Cette structure particuliere de systeme quantique, permet alors un controle
simple de la presence ou l’absence d’interference dynamiques. De plus, les energies
des etats |Ψa〉 et |Ψb〉, n’intervenant que dans S, ces interferences persistent quelque
soit la valeur des Ei.
42 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
b) Interference locale : zeros du premier ordre de Rab(E ± iη)
Lorsque la perturbation V est suffisamment faible, la serie de perturbation
(2.57) converge rapidement et seul le premier ordre peut etre garde. L’expression
de Rab(E ± iη) est alors simplement donnee par :
Rab(E ± iη) =∑i
Vai1
E − eiVib =1∏
i(E − ei)∑i
VaiVib∏
j 6=i(E − ej) (2.70)
Une interference est alors obtenue lorsque E annule la fonction :
rab(E) =∑
i VaiVib∏
j 6=i(E−ej). Ces zeros determinent donc des valeurs precises de
l’energie E pour lesquelles le couplage effectif entre les etats |Ψa〉 et |Ψb〉 s’annule,
menant ainsi a une interference entre ces deux etats. Neanmoins, contrairement aux
interferences dynamiques, les interferences etudiees ici n’apparaissent uniquement
que pour certaines valeurs de E bien precise.
c) Resonance frequentielle : poles de Rab(E ± iη)
En appliquant la relation de Dirac-Plomelj sur le premier ordre de Rab(E± iη),
il vient :
Rab(E ± iη) =∑n
P( VanVnbE − en
)∓ iπδ
(E − enVanVnb
)(2.71)
ou P(x) symbolise la partie principale de x. Supposons que e1 puisse varier.
Lorsque e1 6= E, la frequence effective d’oscillation sera proportionnelle a la partie
principale de (2.71) alors qu’elle presentera une singularite lorsque e1 = E [43].
Dans la meme situation, le filtrage de Fourier permet, au travers de l’etude pertur-
bative du systeme modele traite ici, d’obtenir une valeur approchee de Ω donnee
par : Ω(E) = ω−H(E − e1) + ω+H(e1 − E), ou H(x) la fonction de Heavyside et
ou les frequences ω− et ω+ s’ecrivent comme :
C -. CONTROLE DE LA FREQUENCE Ω 43
ω± =
∣∣∣±√
2ε1 +∑N
k=2
ε2kE−ek±
√2ε21
∣∣∣ si E = e1
∣∣∣ ∑Nk=1
ε2kE−ek
∣∣∣ si E 6= e1
(2.72)
Il est alors clair que dans le cas ou E = e1 la frequence effective d’oscillation est
proportionelle a ε1 et qu’elle est proportionnelle a ε21 lorsque E 6= e1. Puisque par
hypothese ε1 ¿ 1 le rapport entre cette frequence dans le cas resonnant et dans
le cas non resonnant est de ε−11 et peut donc devenir gigantesque a mesure que ε1
diminue.
d) Application a un oscillateur harmonique
Pour illustrer les concept d’interference localisees en energie et de resonances
frequentielles, etudions le cas ou le systeme central est un oscillateur harmonique
dont les energies sont donnees par en = (n + 12)~ω0. De plus nous supposons que
tous les termes de V sont egaux donnant εi = µi = ε. Dans ce cas l’operateur de
deplacement peut se mettre sous la forme :
Rab(E) =ε2
∏Ni=1(E − ei)
N−1∑
k=0
(−1)k(N − k)Sk(e1, . . . , eN)EN−1−k (2.73)
ou Sk(e1, . . . , eN) est le k-ieme polynome symetrique elementaire des variables
e1, . . . , eN. Les resonances frequentielles, correspondant aux poles de cette fonc-
tion, sont alors donnes par : E = (n + 12)~ω0. Dans ce cas, comme represente sur
la figure 2.9, la frequence effective d’oscillation passe par un maximum. Les inter-
ferences locales, correspondent a Rab(E) = 0. Les solutions de cette equation sont
par exemple dans le cas N = 4 :
E0 =5
4~ω0 et E± =
(5
4±√
5
4
)~ω0 (2.74)
Si E prends une de ces trois valeurs, la frequence effective d’oscillation s’annule
menant a une interference localisee en energie (voir figure 2.9). Pour apprecier la
44 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
presence des ces poles et de ses interferences, la frequence effective d’oscillation
peut etre calculee en faisant varier la valeur du parametre E. Selon cette valeur la
valeur de la frequence effective passe par des maxima lorsque E est egal a l’ener-
gie d’un des etats propres du systeme central et s’annule des qu’elle est egale a
une des racines de Rab(E). Calculant cette frequence effective selon la methode
de Fourier et de Green, cet exemple permet egalement d’apprecier les singulari-
tes que cette derniere methode engendre aux points de resonances frequentielles
ainsi que le changement de couple de valeurs propres dominantes qui engendre les
discontinuites de Ω a ces points.
Fig. 2.9 – Evolution de la frequence effective d’oscillation en fonction de la valeurde E pour un systeme diagonal modele ou le systeme central est un oscillateurharmonique comportant 4 etats propres (noir : filtrage de Fourier, bleu : filtragede Green). Les resonances frequentielles sont bien donnees pour E = en, et lesinterferences localisees en energies pour une energie annulant le terme d’ordre 1 dela serie de perturbation de Rab(E).
D -. CONCLUSION 45
D - Conclusion
La possibilite de controler la trajectoire d’un systeme quantique dans son es-
pace des etats a ete demontree clairement dans ce chapitre. Deux caracteristiques
peuvent ainsi etre controlees : la distance, D(t), entre ρ(t) et un etat cible a un
temps donne, ou la frequence effective d’oscillation, Ω, de ρ(t) dans la direction
de l’etat cible. Les solutions de controle de D(t) et Ω developpees lors de ce cha-
pitre vont etre utilisees dans les chapitres suivant pour implanter des fonctions
Booleennes. Ainsi les conditions de resonance et d’anti-resonance seront utilisees
au chapitre 4 pour implanter de telle fonctions dans des systemes controles en dis-
tance. Les interferences dynamiques seront quant a elles mise a profit au chapitre
5, ainsi que les phenomenes d’interference locale et de resonance frequentielle.
46 CHAPITRE 2. CONTROLE DE LA TRAJECTOIRE
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50 BIBLIOGRAPHIE
Chapitre 3
Perturbation des trajectoires
Les systemes quantiques que nous avons etudies jusqu’a present etaient sup-
poses totalement isoles de toute perturbation. Toute modification du systeme va
modifier sa trajectoire et perturber son controle, que ce dernier soit effectue en dis-
tance ou frequence. Deux types de perturbations paraissent alors particulierement
importantes : une perturbation interne, qui modifie les parametres du Hamiltonien
et une perturbation externe, qui inclut les interactions que le systeme peut avoir
avec son environnement.
A - Perturbations internes du Hamiltonien
Le Hamiltonien d’un systeme perturbe par une source de bruit d’amplitude η,
peut s’ecrire comme [1] :
Hη = H0 + ηN (3.1)
ou H0 est le Hamiltonien non perturbe du systeme. Dans le cas le plus general,
N est une matrice hermitienne dont les elements sont aleatoires et suivent une
distribution donnee. Ce cas general ne peut-etre etudie analytiquement. Supposons
alors que cet operateur commute avec H0 : [H0,N ] = 0, alors seule les valeurs
propres de H0 sont perturbees mais pas ses vecteurs propres. Le Hamiltonien peut
alors s’ecrire sur sa base propre comme :
51
52 CHAPITRE 3. PERTURBATION DES TRAJECTOIRES
Hη =N∑n=1
(λn + ηsn)|Ψn〉〈Ψn| (3.2)
ou |Ψn〉 et λn sont respectivement le n-ieme etat propre et la n-ieme valeur propre
de H0 et sn une variable aleatoire continue qui suit la densite de probabilite de
N . Dans ce cas tres particulier, l’etude de Dη(t) et Ωη est relativement simple,
l’esperance de ces grandeurs etant donnee par une integrale multiple. Cette etude
est presentee ici pour une densite de probabilite uniforme sur [−π, π]. Une etude
numerique donne egalement une evaluation de ces esperances dans le cas plus
general ou N ne commute pas avec H0. Deux sources de bruits sont alors etudiees :
une, notee Ndiag, qui ne perturbe que les elements diagonaux de H0, et l’autre,
Nnon-diag, ne perturbant que ses elements non diagonaux. Le Hamiltonien est dans
ce cas donne par :
Hη1,η2 = H0 + η1Ndiag + η2Nnon-diag (3.3)
Cette etude numerique ne pouvant se mener uniquement que sur un systeme parti-
culier ne sera pas presentee mais sera par contre utilisee dans les chapitres suivant.
1 · Perturbation sur le controle de D(t)
Sous l’influence d’un bruit commutatif, la probabilite de presence Pab(t) est
exprimee simplement en injectant dans son expression les valeurs propres de Hdonnees par (3.2). On trouve alors :
Pab(t) =N∑n=1
c2ni
2n + 2
N−1∑n=1
N∑m=n+1
cncminim cos [(λn − λm)t+ (sn − sm)t] (3.4)
A -. PERTURBATIONS INTERNES DU HAMILTONIEN 53
a) Calcul de E(Pab(t)
)
L’esperance E(Pab(t)
)se calcule simplement, a partir des densites de probabi-
lites, fn, des variables aleatoires sn, par :
E(Pab(t)
)=
∫ ∞
−∞ds1
∫ ∞
−∞ds2 . . .
∫ ∞
−∞dsN f1(s1)f2(s2) . . . fN(sN)Pab(t) (3.5)
Bien que d’autre densites soient envisageables, nous allons mener les calculs de
cette integrale multiple pour une densite de probabilite uniforme sur [−π, π]. Le
calcul de E(Pab(t)
), bien que long (voir Annexe B), mene a :
E(Pab(t)
)= K + 2sinc2(πηt)Q (3.6)
avec :
K =N∑n=1
c2ni
2n et Q =
N−1∑n=1
N∑m=n+1
cncminim cos((λn − λm)t) (3.7)
Bien entendu si η = 0 l’esperance E(Pab(t)
)= K + 2Q = Pab(t), ce qui signifie
que le trajectoire n’est pas perturbee. De plus, l’esperance du cas limite ou ηt tend
vers l’infini est donnee par :
limηt→∞
E(Pab(t)
)= K =
N∑n=1
c2ni
2n (3.8)
Ce terme, compris entre 0 et 1/2, reflete les differences entre les etats initiaux pos-
sibles vis-a-vis de la perturbation etudiee ici. Les etats les moins sensibles au bruit
sont ceux qui maximisent K, donc ceux pour lesquels la quantite |〈Ψ(0)|Ψp〉|2, ou
|Ψp〉 est un etat propre du systeme, est maximale.
b) Perturbation d’un systeme a 3 etats resonnant
Pour illustrer l’effet d’une telle perturbation, etudions l’influence d’un bruit
commutatif sur le systeme a trois etats resonants etudies au chapitre 2.B-4. Selon
(3.1), le Hamiltonien du systeme perturbe s’ecrit :
54 CHAPITRE 3. PERTURBATION DES TRAJECTOIRES
H =
|φa〉 |φc〉 |φb〉
0 α 0
α 0 α
0 α 0
+ η U
|Ψ+〉 |Ψ0〉 |Ψ−〉
s+
s0
s−
U† (3.9)
ou la matrice U est la matrice diagonalisant le Hamiltonien non perturbe, les si,
trois nombres aleatoires pris dans l’intervalle [−π;π] et η, l’amplitude de la source
de bruit. Selon la valeur η, la trajectoire est plus ou moins deformee. Les trajectoires
de ce systeme soumis a differentes amplitudes de bruit sont representees, pour un
meme temps d’evolution, sur la figure 3.1 pour α = 1 eV . Des que l’amplitude
de la source de bruit est differente de zero la trajectoire s’ecarte de celle generee
par H0, passant neanmoins pres de l’etat cible lorsque η ¿ α. Attribuant une
nature thermique a cette perturbation, et puisque η doit etre superieur a 10−2 eV
pour devier fortement la trajectoire des les premieres oscillations, ce systeme est
faiblement perturbe pour des temperatures allant jusqu’a 150 K.
Fig. 3.1 – Deformation de la trajectoire d’un systeme a trois etats tracee pour desvaleurs croissantes de η : η = 0, 10−2, 10−1 et 1 eV .
A -. PERTURBATIONS INTERNES DU HAMILTONIEN 55
2 · Perturbation sur le controle de Ω
Puisque les vecteurs propres du Hamiltonien ne sont pas modifiees par la source
de bruit commutative, si la frequence principale d’evolution non perturbee est
donnee par :
Ω0 = |λi − λj| (3.10)
alors, puisque les poids des frequences ne sont pas modifies, la frequence principale
d’evolution perturbee est :
Ω = |(λi + ηsi)− (λj + ηsj)| (3.11)
Une estimation de la variation de Ω en fonction de η peut etre obtenue grace au
theoreme de Hellmann-Feynmann [2, 3, 4]. Appliquant ce theoreme sur le Hamil-
tonien (3.1), il vient :
dΩ(η)
dη= |dλi(η)
dη− dλj(η)
dη| = |si − sj| (3.12)
Ω varie donc lineairement en fonction du bruit applique sur les deux valeurs propres
dominante. Ainsi le controle en frequence apparaıt deja plus robuste que celui
en distance. Nous allons voir que le calcul exact de E(Ω
)confirme ce resultat
preliminaire. L’esperance de Ω dans le cas d’une densite de probabilite uniforme
est donnee par :
E(Ω
)=
1
(2π)2
∫ π
−πdsi
∫ π
−πdsj|(λi − λj) + η(si − sj)| (3.13)
Le calcul de cette integrale, mene dans l’annexe B, donne :
E(Ω
)= Ω0 +
1
(2π)2H(2πη − Ω0)
(1
3η2(2ηπ − Ω0)3
)(3.14)
ou H(x) est la fonction de Heavyside de la variable x. Il y a donc un seuil d’intensite
de bruit, donne par Ω0
2π, en dessous duquel E
(Ω
)= Ω0. Par consequent, les hautes
frequences sont moins perturbees que les basses.
56 CHAPITRE 3. PERTURBATION DES TRAJECTOIRES
3 · Comparaison
L’etude analytique de l’esperance de D(t) et de Ω permet une comparaison de
la robustesse de ces deux quantitees vis a vis du meme type de perturbation, et ce
quelque soit le systeme etudie [5].
La fonction (3.6), donnant l’esperance de D(t), devie rapidement de sa valeur
initiale pour atteindre sa limite, donnee par K, pour η = ~πt
. Cette valeur de η
depend donc du temps t auquel est fait la mesure. L’ordre de grandeur de ce temps
d’evolution depend bien entendu de la nature du systeme et peut etre de l’ordre de
la micro- [23], de la nano- [24] jusqu’a la picoseconde [25], comme nous le suppo-
sons ici. Pour un temps d’evolution de cet ordre de grandeur, la valeur de η pour
laquelle l’esperance atteint sa limite est alors environ de 10−2 eV .
L’equation (3.14), donnant elle l’esperance de Ω, devie de sa valeur initiale uni-
quement lorsque η < ~Ω0
2π, soit 10−4 eV lorsque Ω0 = 1 TeraHz. Cette deviation se
fait alors selon une asymptote lineaire donnee par 23πη. La variation de Ω selon η
est donc bien plus lente que celle de D(t).
Pour que les deux types de controle soient aussi sensibles a une source de bruit
commutative, il faut que le temps d’evolution t = τp soit suffisamment petit pour
que la fonction (3.6) atteigne son minimum quasiment en meme temps que (3.14).
Pour cela il faut que : ~πτpÀ ~Ω0
2π, ce qui mene a : τp ¿ (Ω0
2)−1. Il faut donc que
la periode d’evolution de la trajectoire controlee en distance soit bien plus grande
que celle de la trajectoire controlee en frequence. Pour osciller aussi rapidement, la
trajectoire controlee en distance doit evoluer a une energie bien superieure a celle
controlee en frequence. Dans le cas ou les deux trajectoires evoluent a des energies
comparables, les trajectoires controlees en frequence sont donc plus stables vis a
vis d’une source de bruit commutatif que les trajectoires controlees en distance
quelque soit le systeme.
B -. PERTURBATIONS DUES A L’ENVIRONNEMENT 57
B - Perturbations dues a l’environnement
1 · Modele de Fano
De nombreux modeles ont ete proposes pour etudier l’effet de l’environnement
sur la trajectoire d’un systeme quantique [6, 7, 8] avec parfois pour but de repondre
au probleme pose par la mesure dans la theorie quantique [9, 10, 11, 12]. Nous
n’utiliserons ici que le modele de Fano [13, 14, 16, 15, 17, 18]. Pour etudier ce
modele, prenons tout d’abord un systeme a deux niveaux dont le Hamiltonien non
perturbe est :
H0 =
(E1 α
α E1
)(3.15)
le continuum est modelise dans le modele de Fano par une infinite d’etats n’inter-
agissant pas entre eux et energetiquement separes les uns des autres de la quantite
δ. Le Hamiltonien du systeme (3.15), une fois en interaction avec ce continuum,
est alors donne par :
H =
E1 α v1 v1 v1 v1 v1 . . .
α E2 v2 v2 v2 v2 v2 . . .
v1 v2 0 . . . .
v1 v2 . +δ . . .
v1 v2 . . −δ . .
v1 v2 . . . +2δ .
v1 v2 . . . . −2δ...
.... . .
(3.16)
Ce quasi-continuum se mue en “vrai continuum” dans la limite δ → 0. La deriva-
tion d’un Hamiltonien effectif uniquement defini sur le sous-espace de H0 et dont
l’evolution est exacte pour des temps d’evolution inferieurs au temps de recurrence
de Poincare τ = 2π~/δ, aboutit a [17, 18] :
Heff =
(E1 α
α E2
)− i
2
(Γ1
√Γ1Γ2√
Γ1Γ2 Γ2
)(3.17)
58 CHAPITRE 3. PERTURBATION DES TRAJECTOIRES
avec :
Γ1 = 2πv2
1
δΓ2 = 2π
v22
δ(3.18)
Ce modele est generalisable au cas ou le systeme non perturbe comporte un nombre
arbitraire d’etats, qui interagissent avec differents continuums. Le Hamiltonien
effectif est alors donne par [18] :
Heff = H0 − i
2
∑n
Γn (3.19)
ou Γn modelise les interactions des etats du systeme avec le n-ieme continuum.
Les elements de Γn etant toujours donnes par :
Γ(n)ij =
2π
δvi,nvj,n (3.20)
Ce modele prenant en compte differents continuum sera utilise au chapitre 6 pour
deriver l’expression du coefficient de transmission electronique d’un systeme inter-
agissant avec plusieurs electrodes.
2 · Trajectoires
Reprenons le systeme a deux etats utilise pour illustrer le modele de Fano avec
la condition Ea = Eb = 0. Le Hamiltonien effectif de ce systeme est donne par
(3.17) :
Heff =
(−iΓ1
2α− iΓ12
2
α− iΓ12
2−iΓ2
2
)(3.21)
Ses valeurs propres s’ecrivent comme :
λ± =1
2
[−i2
(Γ1 + Γ2)±√(−i
2(Γ1 − Γ2)
)2+ 4
(α− i
Γ12
2
)2
](3.22)
a) Couplage direct entre les deux etats et le continuum
Dans le cas, represente sur la figure 3.2a, ou les deux etats interagissent de
maniere identique avec le continuum, c’est a dire quand Γ1 = Γ2 = Γ12 = Γ, les
valeurs propres et les vecteurs propres du systeme deviennent :
B -. PERTURBATIONS DUES A L’ENVIRONNEMENT 59
λ− = α− iΓλ+ = −α
U =
|Ψ+〉 |Ψ−〉( )1√2
1√2
1√2− 1√
2
〈φa|〈φb|
(3.23)
La resolution directe de l’equation de Schrodinger donne :
Pab(t) =1
4
(1 + e−2Γt − 2e−Γt cos(2αt)
)(3.24)
Ainsi dans ce cas precis, meme apres un temps d’evolution infini, la probabilite de
trouver le systeme dans l’etat cible reste de 1/4. La trajectoire representee sur la
figure 3.2b n’atteint donc pas le centre de la sphere.
b) Couplage indirect entre un des deux etats et le continuum
Traitons maintenant le cas, represente sur la figure 3.2c, ou Γ1 = Γ12 = 0 et
Γ2 = Γ. Dans une telle situation les valeurs propres et les vecteur propres s’ecrivent
comme :
λ± =1
2
[±
(4α2 − Γ2
4
)1/2
− iΓ2
]U =
|Ψ+〉 |Ψ−〉( )1√2
1√2
λ+
α√
2
λ−α√
2
〈φa|〈φb|
(3.25)
La probabilite de presence Pab(t) se calcule en resolvant l’equation de Schrodinger
et donne :
Pab(t) =e−1/2Γt
2α4
[α2 + x cos(ωt) + y sin(ωt)
](3.26)
avec x = 1/4(Γ2/2 − 4α2), y = Γ/4(4α2 − Γ2/4)1/2 et ω =√
4α2 − Γ2/4. Contrai-
rement a la situation precedente, la probabilite Pab(t) tend ici vers zero et la
trajectoire de la figure 3.2d atteint le centre de la sphere de Bloch.
60 CHAPITRE 3. PERTURBATION DES TRAJECTOIRES
a) c)
b) d)
Fig. 3.2 – Systeme a deux etats en interaction avec un continuum : a) les deuxetats interagissent c) un seul des deux interagit. b) Dans le cas ou les deux etatsinteragissent avec le continuum, la trajectoire n’atteint pas le centre de la spherede Bloch indiquant qu’une partie de la fonction d’onde reste localisee sur les deuxetats du systeme. d) Si un seul des deux etats interagit avec le continuum, alors latrajectoire atteint le centre de la sphere.
C - Fidelite des trajectoires
Une notion importante du controle quantique est la fidelite des trajectoires
vis-a-vis d’une trajectoire ideale. Supposons qu’une trajectoire soit controlees en
distance ou en frequence. Nous souhaitons que la mesure de D(t) ou de Ω, donne
le resultat ideal I. Il ce peut neanmoins, qu’a cause d’un mauvais controle ou
des perturbations qu’elle subit, le resultat de la mesure ne soit pas egal a I mais
a une quantite differente notee M. Il faut alors definir une fonction qui estime
l’ecart entre le resultat ideal attendu et le resultat de la mesure, en d’autre termes
C -. FIDELITE DES TRAJECTOIRES 61
qui mesure la fidelite, F , de la trajectoire vis-a-vis de la trajectoire ideale. Bien
que plusieurs solutions aient ete proposees dans le cas d’un controle en distance
[19, 20, 21, 22], ces solutions ne sont pas adaptees au controle de la frequence
d’evolution effective. Pour qu’une comparaison puisse etre possible entre les deux
types de controles, nous definissons la fidelite par la fonction Gaussienne :
F = e−(M−I)2
2σ2 (3.27)
Cette fonction est egale a 1 si M = I et diminue des lors que ces deux quanti-
tes sont differentes. Le parametre σ, determinant la selectivite de F , est fixee a
σ = 1/4, afin que F atteigne zero quand |M − I| = 1 sans pour autant etre trop
selective dans les cas intermediaires.
Si N trajectoires sont controlees, comme par exemple lorsque ces trajectoires
sont utilisees pour implanter des fonctions logiques, la fidelite totale de ces dif-
ferentes trajectoires est donnee par le produit des fidelitees de chacune d’entre
elle :
F =N∏n=1
e−(Mn−In)2
2σ2 (3.28)
ou Mn est In sont respectivement le resultat de la mesure et le resultat attendu
de la n-ieme trajectoire. Cette fonction est utilisee dans les chapitres suivant pour
estimer soit la qualite de l’implantation d’une fonction logique, soit sa robustesse
vis-a-vis d’une perturbation. Dans le cas de l’implantation de portes logiques, I, ne
peut prendre uniquement les valeurs 0 ou 1. Dans le cas d’un controle en distance,
aucun probleme ne se pose puisque cette distance est egalement comprise entre
0 et 1. Dans le cas d’un controle en frequence, une renormalisation des differents
Ωn par leur valeur maximale, est necessaire pour qu’elles soient toutes egalement
comprises entre 0 et 1.
62 CHAPITRE 3. PERTURBATION DES TRAJECTOIRES
D - Conclusion
L’analyse des perturbations des trajectoires des systemes quantiques met en
avant la fragilite des systemes controles en distance et l’apparente robustesse de
ceux controles en frequence. Ces deux types de controles etant exploites dans la
suite pour l’implantation de fonctions logiques, les outils presentes dans ce chapitre
y seront utilises afin de caracteriser la robustesse de ces systemes.
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Chapitre 4
Portes logiques controlees en
distance
A - Introduction
Nous avons demontre au chapitre 2 les proprietes necessaires pour que la tra-
jectoire d’un systeme quantique soit resonante entre deux etats. Le probleme a
resoudre pour realiser une fonction logique en utilisant ces trajectoires est plus
complexe. Puisque les entrees logiques, notees α = α, β . . ., sont encodees dans
des parametres bien identifies du Hamiltonien du systeme, H(α), un changement
de ces parametres induit une deformation de la trajectoire du systeme ρ(t) [1, 2, 3].
Au temps de mesure, τm, cette trajectoire doit atteindre l’etat cible, si le resultat
de la fonction logique est “1”, ou au contraire appartenir au sous espace orthogonal
a cet etat, dans le cas ou le resultat attendu est “0”.
Pour que la trajectoire soit periodique, il faut que pour chaque valeur de α, les
valeurs propres du systeme soient commensurables. De plus, puisque la lecture ne
peut se faire qu’a la demi periode de la trajectoire, les trajectoires obtenues pour
des α differents doivent presenter une periode commune. Il faut donc qu’en plus
d’etre commensurables entre elles pour une meme valeur de α, les valeurs propres
restent egalement commensurables entre elles pour les differentes valeurs de α.
65
66 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
Le controle en distance de la trajectoire quantique a deja ete utilisee pour
l’optimisation de systemes quantiques realisant une fonction logique donnee [1, 2]
convergent meme parfois vers des systemes moleculaires [3]. Neanmoins dans ces
travaux preliminaires, la condition d’atteinte exacte de l’etat cible n’est pas exigee
simplifiant grandement les conditions imposees au systeme.
B - Conditions de resonances
En appliquant les conditions de resonance et d’anti-resonance a un systeme, il
est possible de lui faire realiser une fonction logique. Pour cela, la connaissance des
expressions de ses valeurs propres et de ses vecteurs propres, pour les differentes
valeurs de α, est necessaire. Par consequent, seul un petit nombre de systemes
peuvent etre etudie ainsi.
1 · Systeme a deux etats : oscillations de Rabi
La diagonalisation exacte des systemes a deux etats est connue [6]. Le controle
de ces systemes au travers de l’expression de Pab(t) est donc relativement simple.
L’etat initial de l’evolution sera toujours |φa〉 et l’etat cible |φb〉. Puisqu’une Pab(t)contient un seul terme sinusoıdal, la trajectoire de ce systeme est toujours perio-
dique mais pas forcement resonante. Nous allons montrer que ce systeme est a
meme de realiser un inverseur et une fonction NXOR de deux variables.
L’inversion est la fonction Booleenne la plus simple. Elle comporte une seule
entree logique α et une seule sortie qui est egale a 1 si α egale 0 et inversement.
Pour la realiser α est encode dans l’energie de l’etat cible, donnant le Hamiltonien :
H(α) =
|φa〉 |φb〉( )0 k
k α(4.1)
La probabilite de presence Pab(t) est alors :
B -. CONDITIONS DE RESONANCES 67
Pab(t) =4k2
α2 + 4k2sin2
(1/2
√α2 + 4k2t/~
)(4.2)
Dans le cas α = 0, cette evolution est une oscillation de Rabbi de frequence
ω = 2k/~, la trajectoire atteignant l’etat cible au temps τm = ~π2k
. Il faut alors
qu’a ce meme temps Pab(τm) = 0 lorsque α = 1. Cette condition impose la valeur
du parametre de structure k qui est alors donne par :
k =1
2√n2 − 1
n pair 6= 0 (4.3)
Pour cette valeur de k, la variation de la probabilite de presence Pab(τm), represente
sur la figure 4.1, avec τm = π√n2 − 1, varie en fonction de α et n et peut se resumer
par :
Pab(τm) =
1 si α = 0
1n2 sin2(nπ
2) si α = 1
(4.4)
La probabilite Pab(t) de ce systeme ainsi que sa trajectoire sur la sphere de
Bloch sont representees sur la figure 4.2. Conformement aux conditions de reso-
nance et d’anti-resonance demontrees au chapitre 2.B.5, la trajectoire du cas α = 0
est resonante, atteignant l’etat cible a la demi periode, alors que celle pour α = 0
est anti-resonante, retournant a l’etat initial a la demi periode.
Fig. 4.1 – Evolution dela probabilite de presencePab(τm) en fonction du pa-rametre α et pour diffe-rentes valeurs de n. Commeprevu Pab(τm) = 1 lorsqueα = 0 et Pab(τm) = 0 quandα = 1
68 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
inverseur
a) b)
Fig. 4.2 – a) Probabilite de presence Pab(t) dans les deux cas α = 0 (noir) et α = 1(bleue). b) Trajectoire du systeme sur la sphere de Bloch egalement dans les deuxcas α = 0 (haut) et α = 1 (bas).
Un systeme a deux niveaux peut egalement realiser une fonction NXOR de
deux variables, α et β, en encodant α dans le terme diagonal 〈φa|H|φa〉 et β dans
〈φb|H|φb〉. Le parametre α de l’expression (4.2) est alors remplace par (α − β)
menant simplement a la realisation d’une fonction NXOR.
Une remarque importante doit etre faite ici. Dans une architecture classique,
cette fonction logique requiert 4 transistors [4], chaque entree logique commandant
deux d’entre eux. Ici chaque entree logique n’est presente qu’une seule fois dans le
Hamiltonien. L’implantation quantique montre donc deja ses proprietes innovantes
par rapport a l’implantation classique en ne necessitant pas la duplication des
informations a differents points du circuit [5].
B -. CONDITIONS DE RESONANCES 69
2 · Systeme a trois etats : equations diophantiennes
A la difference des systemes a deux etats, la commensurabilite des valeurs
propres d’un systeme a trois etats devient une question cle. En effet la proba-
bilite de presence Pab(t) d’un tel systeme est la superposition de 3 sinusoıdes et
la commensurabilite des valeurs propres est alors une condition necessaire de la
resonance et de l’anti-resonance. Nous allons voir que, sans methode adaptee a
la construction d’Hamiltonien dedie a la logique, une telle implantation se revele
delicate. Pour illustrer ce fait, etudions le systeme suivant :
H(α, β) =
|φa〉 |φb〉
0 α k
α 0 k
k k β
(4.5)
ou |φa〉 est l’etat initial de l’evolution et ou α et β prennent les valeurs 0 ou 1
eV . Cet encodage des donnees logiques est particulierement interessant puisque
les valeurs propres de ce systeme sont connues dans les quatre configurations de
α = α, β. Il est donc possible d’extraire les expressions des trajectoires dans
toutes ces situations, et de trouver les valeurs de k ou le systeme realise une
fonction logique. Les expressions des valeurs propres de H(α, β) sont :
λ0 = −α (4.6)
λ± =1
2
((α + β)±
√(α− β)2 + 8k2
)(4.7)
Pour α = β = 0, le systeme est identique a celui utilise a la section precedente, la
trajectoire qu’il genere etant periodique quelque soit la valeur de k. En imposant
que les valeurs propres des trois autres Hamiltoniens soient commensurables, on
obtient trois series de valeurs du parametre k, chacune assurant la periodicite de
la trajectoire gouvernee par le Hamiltonien correspondant :
70 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
k01 =
√−nm√2|n+m| k10 =
√(N − 1)2 − 1
2√
2k11 =
M√2
(4.8)
avec, n, m, N et M rationnels. Le parametre k ne devant pas varier d’une confi-
guration a l’autre, il faut determiner les valeurs de n, m, N et M donnant une
meme valeur de k par les serie (4.8) . De plus, les periodes d’evolution devant etre
commensurables, les valeurs propres obtenues pour cette valeur de k doivent egale-
ment etre commensurables entre elles. Ceci mene donc a un gigantesque probleme
diophantien, dont la seule solution trouvee a ce jour est :
k =p√
2(p2 − 1)p ∈ Q (4.9)
Les quatre trajectoires presentent alors une periode multiplie commune donnee
par : T = 2(p2 − 1)π/~. Les evolutions temporelles de ce systeme sont representees
sur la figure 4.3. A la demi periode, si p est pair, les trajectoires gouvernees par
H(0, 0) et H(1, 1) sont anti-resonantes et la distance D(τp) est alors nulle. Pour
celle gouvernees par les deux autres Hamiltonien bien qu’elle ne soit pas reson-
nantes la distance D(τp) diminue a mesure que p augmente.
Fig. 4.3 – a) Probabilite de presence Pab(t). b) Trajectoire dans la sphere de Blochreduite de la porte XOR implantee dans un systeme a trois etats pour p = 10.
C -. METHODE DES GROUPES CYCLIQUES 71
Les variations de Pab(τm) en fonction de α et β sont representees sur la figure 4.4
pour p = 10. Cette variation montre deux plateaux autour des points α = 1 et
β = 0 ou inversement, l’amplitude des variations au centre de la carte etant au
contraire tres importante.
Fig. 4.4 – Evolution dela probabilite de presencePab(τm) en fonction des pa-rametres α et β pour p =10. Comme prevu Pab(τm)tends vers 1 lorsque α 6= βet est nulle des que α = β.
Rien ne prouve que cette solution soit unique et il se peut que d’autre portes
logiques puissent etre implantees dans ce systeme. Neanmoins ce probleme illustre
bien la complexite de l’implantation de portes logique controlees en distance.
C - Methode des groupes cycliques
Nous l’avons vu, l’implantation d’une fonction logique dans un systeme quan-
tique mene a un gigantesque probleme diophantien, dont la solution est extre-
mement complexe a obtenir. Ceci ne peut convenir a la conception de dispositifs
electronique dont la construction doit etre le plus simple possible. Une methode
adaptee doit donc etre developpee pour simplifier cette conception. Nous allons voir
qu’en etudiant les proprietes de l’operateur d’evolution, U(t), une telle methode
peut etre obtenue [8].
72 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
1 · Groupe cyclique et trajectoire periodique
L’operateur d’evolution U(t) est responsable du comportement temporel de
la trajectoire du systeme dans son espace de Hilbert. Ses proprietes spectrales
sont donc de premiere importance pour obtenir une trajectoire resonante. De plus
le Hamiltonien du systeme peut etre calcule en inversant l’equation definissant
l’operateur d’evolution :
H =i~t
ln(U(t)
)(4.10)
L’operateur U(t) definit un groupe de Lie dont le parametre continu est le temps
t [9]. L’etude des proprietes de ce groupe pourrait mener a une caracterisation
complete de la trajectoire. Neanmoins une approche plus simple est adoptee ici.
En effet, puisque seules les trajectoires periodiques, de periode τ , nous interessent,
le groupe de Lie d’une evolution periodique peut etre reduit au sous groupe defini
par les operateurs :
U(0 ≤ t ≤ τ) (4.11)
avec : U(0) = U(τ) = I. Parmi l’infinite d’operateurs qui composent ce groupe,
seul quelques uns nous interessent. Puisque le temps de mesure ne peut etre que
τm = τ/2 + mτ , l’operateur primordial est U(τ/2), faisant evoluer le systeme de
l’etat initial vers l’etat mesure. En consequence aucune information pertinente
n’est perdue en ne considerant qu’une sous partie du groupe definie par (4.11),
ne contenant qu’un nombre fini, C, d’elements, avec parmis eux I et U(τ/2). Ceci
revient a discretiser le parametre continu de (4.11) en C points pris a intervalles
reguliers. Ce faisant le groupe de Lie (4.11) donne naissance a un groupe cyclique
[10, 11] dont le generateur est :
Ug = e−iHτC ~ (4.12)
les puissances de Ug donnant alors tout les elements du groupe donnes par :
I, Ug,(Ug
)2,
(Ug)3, . . . . . . ,
(Ug)C−1
. Puisque la trajectoire est periodique,(Ug
)C=
I. Cette derniere relation est utile pour ecrire les valeurs propres du generateur du
groupe comme :
C -. METHODE DES GROUPES CYCLIQUES 73
Ug =C√I (4.13)
Les valeurs propres du generateur appartiennent donc au groupe, lui aussi cyclique,
des racines C-ieme de l’unite [12]. Chacune des valeurs propres de Ug s’ecrit donc :
λn = e2iknπC (4.14)
avec kn ∈ Z. Ceci impose une condition sur la valeur de C. En effet, le calcul de
H repose sur le logarithme complexe pour lequel la propriete ln(ez) = z n’est pas
toujours valide [13]. Pour qu’elle le soit, la partie imaginaire de z doit appartenir
a ] − π; π[. Pour que cette condition soit respectee par toutes les valeurs propres
(4.14), il faut que C respecte :
C > 2 max(. . . , kn, . . .) (4.15)
Le Hamiltonien peut alors etre calcule a partir du generateur du groupe cyclique
selon :
H = i~Cτ
ln(Ug
)= i~
Cτ
U ln(SUg
)U† (4.16)
avec : Ug = U SUg U†, ou U est la matrice de passage de la base locale a la
base propre du systeme et SUg la matrice diagonale des valeurs propres de Ug ne
contenant donc que des elements donnes par (4.14). Puisque les valeurs propres de
Ug appartiennent au premier feuillet de Riemann, on a : ln(e2iπ knC
)= 2iπ knC , par
consequent l’equation (4.16) peut se simplifier comme :
H = −2~πτ
U
k1
k2
. . .. . .
kN
U† (4.17)
La condition de commensurabilite des valeurs propres est par definition respectee
par cet Hamiltonien, la trajectoire qu’il gouverne sera donc periodique. La distance
D(τm) est elle aussi reliee au generateur du groupe cyclique par :
74 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
D(τm) = 1− Tr[UC/2g ρa
(UC/2g
)†ρb
]= 1− |〈φb|UC/2g |φa〉|2 (4.18)
2 · Implantation de Portes logiques
Le Hamiltonien, H(α, β), realisant une fonction logique de deux variables α
et β, va engendrer, selon la valeur de ces variables, quatre Hamiltonien : Hαβ.
Les trajectoires generees par ces quatre Hamiltoniens vont etre differentes et la
distance entre l’etat cible et l’etat qu’elles atteignent au temps de mesure doit
respecter la table de verite de la fonction logique desiree. La methode des groupes
cycliques est applique ici au systeme :
H(α, β) =
|φa〉 |φb〉
0 c α
c 0 β
α β e
En suivant la methode exposee a la section precedente, les quatre Hamiltoniens
engendres par de ce systeme sont donnes, suivant (4.16), par :
Hαβ = i~Cαβτ
Uαβ ln(SUg,αβ
)U†αβ (4.19)
Pour les cas α 6= β, il n’existe pas de solution dont l’expression analytique per-
mette un traitement simple du probleme. Ainsi la methode des groupes cycliques
sera d’abord appliquee aux cas α = β = 0 et α = β = 1. Ceci donne a priori des
series de valeurs differentes pour les parametres structuraux e et c. Il faut donc
ensuite trouver les elements qui appartiennent aux deux series afin ses deux para-
metres soient identiques dans H00 et H11. Les Hamiltonien des cas α 6= β sont alors
eux aussi completement determines, et une optimisation est menee pour trouver
les valeurs de e et de c qui donnent la meilleure fidelite possible.
Dans les cas α = β, la matrice de changement de base Uαα est une matrice de
rotation de SO(3) donnee par :
C -. METHODE DES GROUPES CYCLIQUES 75
U(θαα) =1√2
cos(θαα) 1 sin(θαα)
cos(θαα) −1 sin(θαα)√2 sin(θαα) 0 −√2 cos(θαα)
(4.20)
Suivant (4.14), les valeurs propres de Ug,αα sont :
SUg =
e2ikαα1
πCαα
e2ikαα2πCαα
e2ikαα3πCαα
(4.21)
avec kαα1 , kαα2 , et kαα3 ∈ Z. Pour trouver les valeurs communes des parametres
structuraux, les expressions analytiques de H00 et H11 sont necessaires. Ces ex-
pressions sont calculees directement a partir de (4.19) pour θ00 = 0 et θ11 = θ.
Ceci donne :
H00 = −~πτ
0 k001 − k00
2 0
k001 + k00
2 0 0
0 0 k003 − (k00
1 + k002 )
(4.22)
H11(θ) = −~πτ
0 g(k11n , θ) κ(k11
n , θ)
g(k11n , θ) 0 κ(k11
n , θ)
κ(k11n , θ) κ(k11
n , θ) f(k11n , θ)
(4.23)
avec :
g(k11n , θ) = k11
3 sin(θ)2 + k111 cos(θ)2 − k11
2 (4.24)
κ(k11n , θ) =
√2(k11
3 − k111 ) cos(θ) sin(θ) (4.25)
f(k11n , θ) = sin2(θ)(2k11
1 − k113 ) + cos2(θ)(2k11
3 − k111 )− k11
2 (4.26)
Une petite modification a ete portee a ces deux operateurs. En effet il faut que dans
ces deux operateurs : 〈φa|Hαα|φa〉 = 〈φb|Hαα|φb〉 = 0. En appliquant directement
(4.19) ce n’est pas le cas. Bien qu’egaux, ces deux elements de matrice ne sont
pas nuls. En consequence touts les elements diagonaux de (4.22) et (4.23) ont ete
modifies selon : Hαα = Hαα − I〈φa|Hαα|φa〉. Puisque l’evolution dirigee par H00
76 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
reste dans le sous espace sous-tendu par |φa〉 et |φb〉, un changement de l’element de
matrice 〈φc|H00|φc〉 n’affecte en rien la trajectoire generee par cet Hamiltonien. Par
consequent le parametre structural c est le seul a devoir etre identique dans (4.22)
et (4.23). Ceci donne la condition de compatibilite de ces deux Hamiltoniens :
k001 − k00
2 = k113 sin(θ)2 + k11
1 cos(θ)2 − k112 (4.27)
La resolution de cette equation mene a une serie de valeur de l’angle θ :
cos(θ) = ±√k00
1 − k002 + k11
2 − k113
k111 − k11
3
(4.28)
En n’utilisant que ces valeurs de θ dans (4.22) et (4.23), ces deux Hamiltoniens
presentent par consequent des parametres structuraux identiques.
Pour rester fidele a notre encodage, tout les elements de H(α, β) sont ensuite
normalises par ~πτκ(k11
n , θ) pour que α et β ne prennent uniquement les valeurs 0
et 1. Les deux parametre structuraux deviennent alors :
c =k11
3 sin(θ)2 + k111 cos(θ)2 − k11
2√2(k11
3 − k111 ) cos(θ) sin(θ)
(4.29)
e =k11
1
(2 sin2(θ)− cos2(θ)
)+ k11
3
(2 cos2(θ)− sin2(θ)
)− k112√
2(k113 − k11
1 ) cos(θ) sin(θ)(4.30)
Les distances entre l’etat cible et l’etat atteint par les trajectoires gouvernees par
ces Hamiltoniens peuvent egalement s’ecrire en fonction des parametres kαα1 , kαα2 , kαα3
suivant (4.18) :
Dαα(τm) = 1− 1
4| cos2(θ)eik
αα1 π + sin2(θ)eik
αα3 π − eikαα2 π|2 (4.31)
Le controle de cette distance par les parametres kαα1 , kαα2 , kαα3 est maintenant
evident. En effet il suffit que kαα1 et kαα3 aient une parite differente de kαα2 pour
que Dαα(τm) = 0 et qu’ils aient tous la meme parite pour que Dαα(τm) = 1. Im-
posant ces conditions, la table de verite de n’importe qu’elle fonction logique peut
etre respectee exactement dans les cas α = β. Il est par contre important de noter
que ces conditions n’imposent pas des valeurs precises des parametres kαα1 , kαα2 , kαα3
C -. METHODE DES GROUPES CYCLIQUES 77
mais definissent des familles de valeurs qui donneront toujours Dαα(τm) = 1 ou
Dαα(τm) = 0.
Maintenant que les Hamiltoniens H00 et H11 sont completement determines les
deux Hamiltoniens restant peuvent en etre deduit. En revanche aucune condition
n’est imposee sur la distance Dα 6=β(τm). L’etat initial et l’etat cible etant couples
de maniere assymetrique a l’etat central, la distance Dα 6=β(τm) va rester proche
de 1. La topologie du systeme favorise donc l’implantation des fonctions logiques
AND, NXOR et NOR. Pour cela, il faut trouver les valeurs des kαα1 , kαα2 , kαα3 qui
optimisent la fidelite pour ces trois fonctions. Dans ce but, les differentes valeurs
permises des kαα1 , kαα2 , kαα3 sont explorees par une optimisation combinatoire cher-
chant la fidelite maximale de la fonction logique souhaitee. Cette optimisation est
nettement plus efficace qu’une optimisation directe des parametres du Hamiltonien
puisque elle ne se fait que sur 5 parametres discret alors que l’optimisation directe
requiere l’exploration de 6 parametres continus. De plus, toutes les solutions tes-
tees respectent parfaitement la table de verite souhaitee pour les deux cas α = β et
seule la distanceDαβ(τm) doit etre calculee afin de trouver la valeur maximale de F .
a) Fonction logique AND
La fonction logique AND impose que : D00(τm) = 1 et D11(τm) = 0. Il en
decoule que k001 k00
2 et k003 doivent avoir la meme parite et que les k11
1 et k113 doivent
avoir une parite differente de k112 . Les valeurs permise par ces deux conditions sont
ensuite explorees afin de minimiser la distance Dαβ(τm). De nombreuses solutions
presentent une fidelite proche de 1, nous ne donnons ici que l’une d’entre elles,
obtenue pour :
k001 = 2 k00
2 = 4 k003 = −4
k111 = 26 k11
2 = 7 k113 = −18
et une periode de 2π 10−15 secondes. Les parametre structuraux prennent alors les
valeurs e = −0.1930468 eV et c = 0.0643489 eV , la trajectoire du systeme pour
ces valeurs des parametres structuraux est representee sur la figure 4.6. Bien que
la trajectoire atteigne l’etat cible pour les deux configurations α = β, dans le cas
78 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
α = β = 0 elle est retournee a l’etat initial au temps de mesure. Les deux cas
assymetriques α 6= β ne presente pas une trajectoire periodique. La distance entre
ρ(t) et l’etat cible au temps de mesure pour ces cas demeure a priori differente
de zero mais peut etre minimise en augmentant les parametres kαα1 , kαα2 , kαα3 . Ceci
donne, dans le cas presente ici, une fidelite de F ' 0.99.
Fig. 4.5 – Evolution de la pro-babilite de presence Pab(τm) enfonction des parametres α et βpour les valeurs des kαβi ci-dessus.Pab(τm) egale 1 lorsque α = β = 1et est nulle des que α = β = 0 etα = 0 et β = 1 ou inversement.
Fig. 4.6 – Trajectoire de la porte AND implantee dans un systeme a trois etats.La trajectoire atteint l’etat cible au temps de mesure uniquement si α = β = 1.
C -. METHODE DES GROUPES CYCLIQUES 79
b) Fonction logique NOR
La fonction logique NOR impose que D00(τm) = 0 et D11(τm) = 1. Il en decoule
donc que k001 et k00
3 ne doivent pas avoir la meme parite que k002 et que k11
1 k112 et k11
3
doivent tous avoir la meme parite. Comme precedemment les valeurs permises par
ces deux conditions sont explorees par un processus d’optimisation combinatoire.
Toutes les solutions testees durant ce processus respectent la table de verite de la
fonction NOR pour α = β et seule la distance Dαβ(τm) doit etre optimisee. La
encore, ce processus donne de nombreuses solutions, celle retenue ici etant :
k001 = 2 k00
2 = 3 k003 = −4
k111 = 25 k11
2 = 5 k113 = −17
La trajectoire du systeme pour ces valeurs des parametres definissant ses valeurs
propres est representees sur la figure 4.8.
Fig. 4.7 – Evolution de la pro-babilite de presence Pab(τm) enfonction des parametres α et βpour les valeurs des kαβi ci-dessus.Pab(τm) egale 1 lorsque α = β = 0et est nulle des que α = β = 1 ouα = 0 et β = 1 ou inversement.
c) Fonction logique NXOR
Les trajectoires des deux portes presentes ci-dessus ne sont pas periodique
dans les configuration α 6= β. Il se peut tres bien que pour certaine valeurs
des kαα1 , kαα2 , kαα3 , les Hamiltoniens Hαβ donnent une trajectoire periodique. Cette
situation a ete obtenue pour plusieurs implantations differentes d’une fonction
80 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
Fig. 4.8 – Trajectoire de la porte NOR implantee dans un systeme a trois etats.La trajectoire atteint l’etat cible au temps de mesure uniquement si α = β = 0.
NXOR. Cette fonction impose que D00(τm) = D11(τm) = 0, c’est a dire que kαα1
et kαα3 ne doivent pas avoir la meme parite que kαα2 . La valeur des parametres :
k001 = 2 k00
2 = 7 k003 = −4
k111 = 12 k11
2 = 5 k113 = −20
donne quatre evolutions periodiques, representees sur la figure 4.10, qui respectent
la table de verite d’une porte NXOR avec une fidelite de F ' 0.99. Bien que
periodique, les trajectoires generees par les Hamiltoniens Hα 6=β n’appartiennent
pas completement au sous-espace orthogonal a l’etat cible au temps de mesure, ce
qui est en accord avec les conditions d’anti-resonnance exposees au chapitre 2-B-3.
C -. METHODE DES GROUPES CYCLIQUES 81
Fig. 4.9 – Evolution de la pro-babilite de presence Pab(τm) enfonction des parametres α et βpour les valeurs des kαβi ci-dessus.Pab(τm) egale 1 lorsque α = β = 0ou 1 et est nulle des que α = 0 etβ = 1 ou inversement.
Fig. 4.10 – Trajectoire de la porte NXOR implantee dans un systeme a troisetats. La trajectoire atteint l’etat cible au temps de mesure uniquement si α = β.
3 · Conclusion
La methode des groupes cycliques developpee ici permet une implantation non-
triviale de fonctions logiques Booleennes dans des systemes simples. Elle evite ainsi
le probleme pose par la resolution des equations diophantiennes obtenue lors de
l’etude directe de la commensurabilite des valeurs propres. Neanmoins toutes les
fonctions logiques n’ont pas pu etre realisees dans une approche de controle en
distance, comme par exemple les fonctions OR, et NAND. Ceci illustre la difficulte
de cette approche qui necessite une parametrisation draconienne des valeurs et des
82 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
vecteurs propres du systeme. L’application de cette methode a des systemes plus
complexes est donc conditionnee par la possibilite de diagonaliser analytiquement
leur Hamiltonien.
D - Perturbation des systemes optimises
Les systemes optimises dans la section precedente sont supposes totalement
isoles de toutes perturbations. Il est alors interessant d’etudier les variations de
leur fidelitee lorsqu’il sont soumis a de legeres perturbations. Nous etudirons en
premier lieu l’impact d’un bruit sur les parametres du Hamitonien, identique a
celui etudie au chapitre 3, puis l’influence des interactions que le systeme peut
avoir avec son environnement.
1 · Perturbation interne du Hamiltonien
La fidelite d’un systeme controle en distance est donnee par :
F =∏
α,β
e−(Pαβ(τm)−Iαβ)2
2σ2 (4.32)
ou Pαβ(τm) est la probabilite de presence de l’etat cible pour les valeurs de α et
β correspondante. Si ce systeme est soumis a une source de bruit commutative, sa
fidelite peut etre calculee en remplacant, dans (4.32), Pab(τm) par son esperance,
qui a ete calculee au chapitre 3. Seule les portes logiques issues de la methode des
groupes cycliques sont presentees ici. La fidelitee de ces trois portes en fonction de
l’amplitude de la source de bruit, η est donnee sur la figure 4.11a. Des que η de-
passe 0.1 eV , la fidelite de ces portes est quasiment nulle. Ceci indique que ce type
de controle est extremement sensible a la moindre perturbation de son Hamiltonien.
Un etude plus generale peut etre menee numeriquement en perturbant le Ha-
miltonien par deux sources de bruit d’amplitudes η1 et η2, la premiere ne portant
que sur les elements diagonaux du Hamiltonien, la seconde ne portant que sur ses
elements non-diagonaux (voir chapitre 3). La fidelite moyenne de la porte NOR
soumise a cette source de bruit, calculee pour η1 et η2 allant de −0.1 a 0.1 eV ,
D -. PERTURBATION DES SYSTEMES OPTIMISES 83
est representee sur la figure 4.11b. La encore meme pour une faible amplitude de
bruit la fidelitee du systeme tombe rapidement a zero.
Ces deux analyses de la stabilite du systeme soumis a une source de bruit,
demontrent que ce type de controle est extremement sensible a une perturbation,
meme faible, des parametres generant la trajectoire. Ceci est facilement comprehen-
sible, meme une legere perturbation des valeurs propres du systeme va les rendre
incommensurables entre elles, rendant aperiodiques les trajectoires, les empechant
ainsi d’atteindre l’etat cible.
a) b)
Fig. 4.11 – a) Fidelite des portes controlees en distance soumise a une sourcede bruit. b) Fidelite de la porte NOR en fonction des amplitudes a et b de deuxsources de bruit, l’une perturbant les elements diagonaux deH, l’autre les elementshors-diagonaux.
84 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
2 · Interaction avec l’environnement
Le modele de Fano, introduit au chapitre 3, nous permet d’evaluer la sensibilite
des portes logiques vis-a-vis des interactions qu’elles peuvent avoir avec leur envi-
ronnement. Nous supposons ici que chaque etat interagit de maniere identique avec
le continuum modelisant cet environnement. De par ces couplages, les trajectoires
optimisees sont deviees, la fidelite des implantations diminuant alors fortement
(voir figure 4.12). Des que l’interaction systeme-environnement depasse 0.1 eV les
fidelites sont quasiment nulle. Le controle en distance est donc tres perturbe par
les interactions que le systeme a avec son environnement, meme lorsque celle-ci
sont faibles.
Fig. 4.12 – Fidelite desportes logiques lorsqu’ellessont en interaction avec leurenvironnement modelise icipar le modele de Fano.Chaque etat du systeme estcouple aux etats du conti-nuum par le parametre v.
E -. CONCLUSION 85
E - Conclusion
La realisation de portes logiques par des systemes controles en distance s’avere
une tache tres difficile. De part la commensurabilite des valeurs propres qu’exige
cette implantation, seul un tres petit nombre de systemes peuvent constituer des
candidats potentiels pour cette implantation [7, 8]. L’etude directe de la commen-
surabilite des valeurs propres se heurte tres rapidement a la resolution du systeme
d’equations diophantiennes. Bien que quelques solutions aient ete trouvees, la ge-
neralisation de cette approche directe semble inimaginable, l’expression des valeurs
propres n’etant possible uniquement pour des systemes comportant moins de cinq
etats. La methode des groupes cycliques, developpee lors de ce chapitre, permet une
implantation simple et efficace de portes logiques dans des systemes quantiques.
Neanmoins cette methode necessite egalement la connaissance de l’expression ge-
nerale des vecteurs propres du systeme et par consequent reste difficilement genera-
lisable. La stabilite des systemes optimises dans ce chapitre vis-a-vis d’un bruit sur
les parametres du Hamiltonien ou des interactions systeme-environnement, montre
clairement que ces systemes sont egalement extremement peu robuste, la moindre
perturbation detruisant totalement l’optimisation faite sur le systeme isole. En
consequence le controle en distance des systemes quantiques, avec pour but l’im-
plantation de fonctions logiques, semble etre une solution peu avantageuse qui ne
sera pas poussee plus loin dans la suite de cette these.
86 CHAPITRE 4. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN DISTANCE
Bibliographie
[1] J. Fiurasek et al., Physica E, 24(2004) page 161 Intramolecular HamiltonianLogic gates
[2] J. Fiuraseket al., Int. J. Nano., 4(2005) page 107 Hamiltonian logic gates :Computing inside a molecule
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[13] D. Sarason, Amer. Math. Society, 2007Complex function theory
87
88 BIBLIOGRAPHIE
Chapitre 5
Portes logiques controlees en
frequence
Le controle en distance de ρ(t) mene, nous venons de le voir, a l’implantation
de fonctions logiques dans des systemes quantiques comportant un petit nombre
d’etats. Neanmoins cette implantation est limitee par l’extraordinaire complexite
des contraintes que ce controle impose aux systemes quantiques. Le controle en
frequence impose seulement a la trajectoire de presenter une frequence d’evolution
de poids plus fort que les autre, afin de limiter au maximum le phenomene de
battement. Par consequent il paraıt a priori plus simple a mettre en œuvre que
le controle en distance. Rappelons que les donnees d’entree, α, sont comme aupa-
ravant encodees dans de Hamiltonien du systeme, H(α). Un changement de ces
parametres doit ici induire une acceleration ou au contraire une deceleration de la
trajectoire dans la direction de l’etat cible. Le resultat de la fonction logique est
ici encode dans la frequence effective d’oscillation en associant un “1” logique aux
frequences les plus grandes et un “0” logique aux plus faibles. Les termes “gran-
des” et “petites” sont ici deliberement laisses floues. En effet, le calcul de la fidelite
passant par une renormalisation des differentes frequences effectives d’oscillations
par la plus grande d’entre elles (chapitre 3 C), la fidelite d’une implantation ne
depend que de l’ecart relatif entre la plus grande et la plus faible de ces frequences.
La valeur de ces frequences ne prend de sens que lorsque la nature du systeme est
donne, ce systeme pouvant etre une molecule, un groupe d’atomes sur une sur-
89
90 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
face, un reseau de boites quantiques ou autre. L’ordre de grandeur des frequences
effectives d’oscillations definit alors le sens precis des mots “grande” et “petite”.
Par exemple, dans le cas d’un transfert electronique intramoleculaire [1], ces fre-
quences seront considerees comme “grandes“ lorsque elles depassent le TeraHertz
et ”faibles“ lorsque elles sont inferieures au GigaHertz [2, 3].
A - Methode des Hamiltoniens effectifs inverses
Nous allons presenter dans un premier temps une methode basee sur l’utilisa-
tion des Hamiltoniens effectifs de Fourier presentes au chapitre 2. Cette methode
sera ensuite appliquee a un systeme quantique a trois pour la realisation d’une
fonction NAND.
Le calcul du Hamiltonien effectif de Fourier, definit au chapitre 2-C-1, passe
par une reduction de l’espace de Hilbert du Hamiltonien initial. Differents Ha-
miltoniens vont par consequent converger vers le meme Hamiltonien effectif [4].
Prenons l’exemple du systeme a trois etats deja utilise pour l’implantation de
portes logiques controlees en distance :
H(α, β) =
|φa〉 |φb〉 |φc〉
0 k α
k 0 β
α β e
(5.1)
comme demontre au chapitre 2-C, son Hamiltonien effectif s’ecrit comme :
Heff =
(0 AΩ
2
AΩ2
Ω√
1− A
)(5.2)
De par la nature de sa matrice de changement de base, U(θ), donnee egalement au
chapitre 2, A = 1 et par consequent les oscillations effectives atteignent exactement
l’unite. Les trois valeurs propres de (5.1) sont :
A -. METHODE DES HEFF INVERSE 91
S =
−Ω
2Ω2
ξ
(5.3)
la derniere valeur propre, ξ, appartenant au sous-espace orthogonal a celui de poids
fort. Les trois frequences d’evolutions sont alors :
ω12 = |Ω| ω13 = |Ω2
+ ξ| ω23 = |Ω2− ξ| (5.4)
La matrice de changement de base, U(θ), donne directement le poids de chacune
de ces trois frequences :
pω12 =cos2(θ)
4pω13 =
cos2(θ) sin2(θ)
4pω23 =
sin2(θ)
4. (5.5)
Pour que le Hamiltonien (5.1) accepte (5.2) comme Hamiltonien effectif il faut
alors que pω12 À pω13 et pω12 À pω23 . Puisque cos2(θ) > cos2(θ) sin2(θ) quelque
soit θ la seule condition pour que ω12 soit la frequence d’oscillation effective de
Pab(t) est que θ appartienne a [0; π4[∪]3π
4;π]. Si θ respecte cette condition la forme
generale d’un Hamiltonien a trois etats acceptant (5.2) comme Hamiltonien effectif
est donnee par H(θ) = U(θ) S U(θ)† ce qui donne :
H(θ) =1
2
0 κ(ξ,Ω, θ) ι(ξ,Ω, θ)
κ(ξ,Ω, θ) 0 ι(ξ,Ω, θ)
ι(ξ,Ω, θ) ι(ξ,Ω, θ) ε(ξ,Ω, θ)
(5.6)
avec :
κ(ξ,Ω, θ) = (ξ − Ω
2)− cos2(θ)(ξ +
Ω
2) (5.7)
ι(ξ,Ω, θ) =√
2 cos(θ) sin(θ)(ξ +Ω
2) (5.8)
ε(ξ,Ω, θ) = 2ξ cos2(θ)− sin2(θ)(ξ + Ω) (5.9)
(5.10)
Afin que 〈φa|H11|φa〉 = 〈φb|H11|φb〉 = 0 les elements diagonaux de (5.6) ont ete
92 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
modifies selon 〈φi|H11|φi〉 = 〈φi|H11|φi〉− 〈φa|H11|φa〉 sans incidence sur la trajec-
toire qu’il genere. Cet Hamiltonien est alors bien un cas particulier du Hamiltonien
H(α, β) presente au debut du chapitre et accepte bien (5.2) comme Hamiltonien
effectif. Il peut donc etre utilise pour les differentes valeurs de α et β afin de realiser
une fonction logique.
Comme dans le cas du controle en distance, les expressions des Hamiltoniens
H00 etH11, presentant respectivement des frequences effectives d’oscillations ω00 et
ω11, sont calculees explicitement, celle des deux autres cas seront ensuite deduites
de ces deux premieres. Le calcul de H00, pour lequel θ = 0, et H11 donnent alors :
H00 =
0 ω00
20
ω00
20 0
0 0 ξ
(5.11)
H11(θ) = −1
2
0 κ(ξ, ω11, θ) ι(ξ, ω11, θ)
κ(ξ, ω11, θ) 0 ι(ξ, ω11, θ)
ι(ξ, ω11, θ) ι(ξ, ω11, θ) ε(ξ, ω11, θ)
(5.12)
Puisque l’evolution controlee par H00 reste dans le sous espace sous-tendu par
|φa〉 et |φb〉, un changement de 〈φc|H00|φc〉 ne la modifie pas. Par consequent le
seul parametre structural, devant rester identique dans H00 et H11, est le couplage
direct entre |φa〉 et |φb〉. Identifiant ces deux valeurs dans les expressions de ces
operateurs donne :
ω00 = ξ − ω11
2− cos2(θ)(ξ +
ω11
2) (5.13)
La solution de cette equation donne la condition de compatibilite entre les deux
Hamiltoniens :
ξ = ω00
(1
sin2(θ)+R
2
1 + cos2(θ)
sin2(θ)
)(5.14)
avec R = ω11
ω00. Pour ces valeurs de ξ, les deux Hamiltoniens H00 et H11 presentent
les meme parametres structuraux. H(α, β) est proprement defini apres une renor-
malisation de ses elements par ι(ξ, ω11, θ) afin que α et β ne prennent que les
A -. METHODE DES HEFF INVERSE 93
valeurs 0 ou 1 eV .
Suivant cette approche la fonction NAND est particulierement facile a realiser.
Cette fonction logique impose ω00 = ω01 = ω10 et ω11 = 0. Cette derniere condition
donne R = 0, ce qui mene aux parametres structuraux normalises :
e =
√2
tan(θ)− tan(θ)√
2et k =
tan(θ)√2
(5.15)
Afin de respecter au mieux ω00 = ω01 = ω10, une optimisation est menee sur la
valeur de θ et l’optimum trouve est : θopt ' 7233590
π. Pour cette valeur particuliere
de θ, la fidelite de cette porte est exactement de 1.
Dans le cas R = 0, le trace de Pab(t) est deroutant. En effet, pour cette va-
leur de R et dans le cas α = β = 1, la probabilite de presence Pab(t) atteint 1
pour un temps infini. Neanmoins les deux autres frequences composant Pab(t), bien
qu’ayant un poids tres faibles, sont presentent et generent une oscillation residuelle
de faible amplitude mais de frequence non nulle. Le trace de Pab(t) pour un temps
fini fait alors apparaıtre ces composantes de poids faibles mais pas la composantes
dominantes nulle de poids fort. Pour faciliter la comprehension de cette implan-
tation et clarifier sa representation temporelle, un cas proche, ou R = 0.1, est
represente sur la figure 5.1. La variation de Ω selon la valeur des parametres α et β
est egalement representee sur la figure 5.2. Cette variation ne laisse pas apparaıtre
de plateaux ou la reponse de la porte logique reste stable pour des faibles deviation
des entrees logiques.
94 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
Fig. 5.1 – Probabilite de presence totale (trait plein) et effective (pointille) dansl’etat cible de la porte NAND controlee en frequence et implantee dans un systemea trois etats. Dans le cas ou α = β = 1, la frequence effective d’evolution est bienplus faible que dans le trois autres cas. Les trajectoires dans la sphere de Blochreduite montrent que dans ce le cas α = β = 1 la trajectoire effective reste surl’etat |φa〉〈φa|.
Fig. 5.2 – Variation de la fre-quence effective d’oscillation, Ω,de la porte NAND selon la va-leur des donnee d’entree α et β.Comme exigee par la table de ve-rite de cette porte Ω = 0 unique-ment lorsque α = β = 1
D’autre portes logiques peuvent etre implantees suivant cette methode de construc-
tion. Neanmoins elle necessite, l’expression analytique des vecteurs propres du sys-
temes et n’est donc uniquement applicable qu’aux systemes comportant moins de
B -. INTERFERENCES DYNAMIQUES 95
cinq etats, limitant de fait la complexite des fonctions logiques realisables.
B - Analyse symbolique a couplage fort : Inter-
ferences dynamiques
Nous allons ici mettre a profit le phenomene d’interference dynamique, presente
lors du chapitre 2, pour realiser des fonctions logiques dont la sortie est encodee
dans la frequence effective d’oscillation d’un systeme similaire a celui presente
ci-dessous :
H =
|ψa〉 |φ1〉 |φ2〉 . . . |φN〉 |ψb〉
E Va1 Va2 . . . VaN .Va1 e V1b
Va2 e V2b...
. . ....
VaN e VNb. V1b V2b . . . VNb E
Le Hamiltonien non perturbe, H0, de ce systeme modele, etudie au chapitre 2 C-2,
est entierement diagonal, les termes Vaη et Vηb, appartenant a la perturbation V ,
couplant les etats centraux |φη〉 avec les etats lateraux |ψa〉 et |ψb〉.
1 · Presentation de la methode
Nous avons vu au chapitre 2 C-2 que la presence ou l’absence d’interferences
dynamiques est controlee par l’annulation du terme non-diagonal de l’operateur
de deplacement, Rab(z), dont l’expression factorisee est :
Rab(z) =S
z − eN∑η=1
VaηVηb (5.16)
96 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
Il suffit alors d’annuler le terme r =∑N
η=1 VaηVηb pour que Rab(z) = 0 menant a
une interference dynamique entre |ψa〉 et |ψb〉.
Pour que ce systeme realise une fonction logique, les donnees d’entree, α et β, sont
encodees dans les elements de la perturbation, V (α, β), certains des Vaη et des Vηb
etant alors egaux a α ou β, d’autres restant fixes. Un changement de ces donnees
d’entree va directement induire une modification de Rab(z). Il suffit alors de faire
en sorte que Rab(z) s’annule lorsque le resultat de la fonction logique desiree est
“0” et qu’il soit different de zero lorsque ce resultat est “1”.
La valeur exacte de Rab(z) dans les cas non-interferants n’est pas d’une impor-
tance capitale et seule son annulation est exigee lorsque le resultat de la fonction
logique est nul. Il est alors possible d’ecrire l’expression symbolique de la reponse
frequentielle du systeme en fonction des donnees logiques d’entrees comme :
R (α, β) = |∑
η 6=a,b〈ψa|V (α, β)|φη〉〈φη|V (α, β)|ψb〉| (5.17)
Afin d’implanter une fonction Booleenne dans un systeme suivant cette methode,
il faut tout d’abord la re-exprimer sous la meme forme que (5.17), c’est a dire
comme la valeur absolue d’un polynome contenant une serie de produits de deux
termes.
Pour illustrer cette methode d’implantation, etudions le cas de l’inverseur, dont
l’expression symbolique est simplement α. Un polynome equivalent de cette fonc-
tion Booleenne est [5] :
α = |1− α| (5.18)
Pour implanter cette fonction dans le systeme etudie ici il suffit que le systeme
central contiennent deux etats, |φ1〉 et |φ2〉, avec : 〈ψa|V |φ1〉 = α et 〈ψa|V |φ2〉 =
〈φ1|V |ψb〉 = −〈φ2|V |ψb〉 = 1, ce qui mene au Hamiltonien :
B -. INTERFERENCES DYNAMIQUES 97
H =
|ψa〉 |φ1〉 |φ2〉 |ψb〉
E α 1 .
α e . −1
1 . e 1
. −1 1 E
On reconnaıt alors, dans le cas α = 1, l’interferometre quantique etudie au chapitre
2-B-5. Puisque cette interference disparaıt des que α 6= 1, ce systeme realise bien
un l’inversion de α. L’application directe de l’expression (5.17) a ce systeme donne
bien : R (α) = |1 − α|, equation polynomiale equivalente de α. Le controle des
interferences dynamiques entre l’etat initial et l’etat cible au travers du systeme
totalement degenere mene donc bien a une implantation simple de fonctions lo-
giques directement a partir de leur expressions symboliques, le seul prerequis etant
la construction d’un polynome equivalent a cette expression [5].
2 · Tables de Karnaugh ponderees
Le developpement analytique des expressions polynomiales des fonctions lo-
giques peut tres bien etre mene en injectant dans leur expression symbolique l’equi-
valence (5.18) et en simplifiant les expressions obtenues. Neanmoins une methode
generale extremement simple, basee sur les tables de Karnaugh, permet de trouver
ces polynomes. La premiere etape consiste a former la table de Karnaugh de la
fonction (voir la figure 5.3). Nous allons alors regrouper les cases formant cette
table en rectangles, chaque rectangle contenant 2n cases. Les valeurs des cases au
sein d’un meme groupe peuvent etre, contrairement aux tables de Karnaugh clas-
siques, indifferemment 0 ou 1. A chaque groupe ainsi forme est attribue un poids,
pouvant etre soit positif ou negatif. Le but de cette methode consiste a former
les groupes de telle sorte que si la valeur d’une case est nulle, alors la somme des
poids des groupes auquel elle appartient doit egalement etre nulle et si la valeur
de cette case est 1 alors cette somme doit etre differente de zero. Chaque groupe
est egalement associe a une expression symbolique obtenue en reperant les don-
98 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
nees d’entrees logique qui ne changent pas de valeur a l’interieur du groupe. La
valeur de la somme de ces expressions symboliques, toutes ponderees par le poids
du groupe qu’elle represente, forme le polynome R . Les complements logiques des
variables, si il y en a dans cette somme, peuvent ensuite etre developpes suivant
l’equivalence (5.18) ou simplifies selon les relation de l’algebre Booleenne.
3 · Implantation des fonctions Booleennes de deux va-
riables
Appliquons cette methode au cas des fonctions usuelles de deux entrees lo-
giques. Apres avoir ecrite leur table de Karnaugh respective et avoir forme les
groupes ponderes il vient :
Fig. 5.3 – Tables de Kar-naugh ponderees pourles fonctions Booleennesusuelles de deux variables.Les groupes rouges et legroupe vert ont un poids de+1, alors que le poids desgroupes bleus est −1.
Suivant la methode exposees ci-dessus, les expression polynomiales des fonctions
AND et OR sont immediates : RAND = |αβ| et ROR = |α + β|. Dans le cas de la
fonction XOR le groupe dont l’expression symbolique est α a un poids de −1 et ce-
lui dont l’expression symbolique est β un poids de +1, ce qui donne RXOR = |β−α|.La fonction NAND contient un groupe, de poids +1, englobant toute les cases et
qui correspond donc a l’expression 1 et un groupe de poids −1 associe a l’ex-
pression αβ, ce qui donne le polynome : RNAND = |1 − αβ|. La fonction NXOR
contient aussi un groupe de poids +1 associe a l’expression symbolique 1 et deux
groupes de poids −1 dont les expressions sont respectivement α et β ce qui mene
a : RNXOR = |1−α−β|. La fonction NOR en plus des trois groupes de la fonction
B -. INTERFERENCES DYNAMIQUES 99
NXOR, contient un quatrieme groupe de poids +1 dont l’expression est αβ ce
qui donne RNOR = |1− α− β + αβ|. L’utilisation des tables de Karnaugh ponde-
rees permet donc de trouver facilement les expressions polynomiales des fonctions
Booleennes.
Nous sommes alors en mesure de construire les systemes quantiques realisant
ces fonctions logiques a partir de leurs expressions polynomiales. Si cette expres-
sion contient N termes, N etats sont necessaires dans le systeme central, le produit
VanVnb devant etre egal au n-ieme terme de cette expression. Pour eviter de rendre
la lecture repetitive, un seul exemple est presente ici, les autres etant reportes dans
l’annexe C. Cette methode de construction sera egalement generalisee aux fonc-
tions plus complexes au chapitre 8-B.
Prenons la fonction NXOR dont le polynome est : R (α, β) = |1−α−β| qui peut
egalement s’ecrire : R (α, β) = |α − 1 + β|. Ce polynome contenant trois termes,
trois etats centraux, |φ1〉, |φ2〉 et |φ3〉, sont necessaires. Puisque le produit Va1V1b
doit etre egal a α, on pose Va1 = α et V1b = 1. De meme, puisque Va3V13 doit egaler
β, il vient Va3 = β et V3b = 1. Enfin, le deuxieme terme de R (α, β) etant −1, on
pose : Va2 = −1 et V2b = 1. Ceci mene finalement au systeme :
100 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
H =
|ψa〉 |φ1〉 |φ2〉 |φ3〉 |ψb〉
E α 1 β .α e . . 1k . e . −1β . . e 1. 1 −1 1 E
Fig. 5.4 – Realisation d’une fonction NXOR dans un interferometre quantique. Lecalcul numerique des trajectoires et de la probabilite de presence du systeme dansl’etat cible confirme l’efficacite de la methode des tables de Karnaugh ponderees.
4 · Conclusion
L’implantation de portes logiques dans des systemes quantiques tirant parti de
la presence ou l’absence d’interferences dynamiques entre l’etat initial et l’etat cible
s’avere tres aisee. En effet, il suffit pour implanter une fonction logique quelconque,
B(α) de la re-exprimer sous la forme d’un polynome, R (α) , constitues d’une se-
rie de produits de deux termes dependant des entrees logiques. Ce polynome est
facilement implantable dans un systeme contenant N etats en parallele entre l’etat
initial et l’etat cible, puisque il presente la meme forme que le prefacteur de son
operateur de deplacement. Cette methode offre par consequent une nouvelle facon
de concevoir l’implantation d’une operation arithmetique dont l’expression Boo-
C -. RESONANCES FREQUENTIELLES 101
leenne n’est pas directement implantee dans une serie de d’interrupteurs connectes
les un aux autres, mais ou elle controle la presence ou l’absence d’interferences
entre deux points du circuits. La generalisation de cette approche sera developpee
au chapitre 8. Rappelons enfin les expressions polynomiales des fonctions logiques
que nous avons trouve, grace aux tables de Karnaugh ponderees, lors de ce cha-
pitre :
B(α) R (α)NOT α |1− α|AND α · β |αβ|OR α + β |α + β|XOR α · β + α · β |α− β|NAND α · β |1− αβ|NXOR α · β + α · β |1− α− β|NOR α · β |1− α− β + αβ|
Fig. 5.5 – Expres-sion polynomiales desfonctions Booleennesusuelle, trouvees parl’utilisation des tablesde Karnaugh ponde-rees.
C - Analyse symbolique a couplage faible : Re-
sonances frequentielles
Nous allons maintenant nous servir du phenomene de resonance frequentielle
pour realiser des fonctions logiques. Rappelons que le Hamiltonien depend des
donnees d’entree, α et des parametres structuraux, notes dans la suite k. Nous
avons vu au chapitre 2 C-4 que lorsque V est suffisamment faible, la frequence
effective d’oscillation peut se mettre sous la forme :
Ω = P(F−1(α,k, E)
)∓ iπδ
(F (α,k, E)
)(5.19)
ou la fonction F (α,k, E) depend des donnees d’entrees, des parametres structu-
raux, de l’energie E et s’ecrit comme :
F (α,k, E) =1
Adet(E −QHQ)
(5.20)
102 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
1 · Presentation de la methode
L’implantation presentee ici se base exclusivement sur l’etude des singularites
de (5.19) qui apparaissent des que E est egal a une des valeurs propres de QHQ. A
ces singularites, la frequence Ω est proportionelle a ε alors qu’elle est proportionelle
a ε2 ailleurs. La valeur des donnees d’entrees, α et β, encodees dans QHQ, influe
sur la position des etats propres de cet operateur vis-a-vis de E. α et β peuvent
donc controler la presence ou l’absence de resonances frequentielles entre |ψa〉 et
|ψb〉. La valeur de Ω variant tres rapidement autour des poles de (5.19), un “1”
logique est associe a une trajectoire resonante et un “0” logique a une trajectoire
qui ne l’est pas. Comme le resultat de toute fonction logique est egal a 1 pour au
moins une configuration des entrees logiques, il est possible de negliger la partie
principale de (5.19), l’expression symbolique de la reponse frequentielle du systeme
s’ecrivant alors :
δ (F (α,k, E)) (5.21)
Contrairement a l’expression (5.17), les donnees d’entrees sont ici en argument
d’une fonction, F (α,k, E), elle meme argument d’une distribution de Dirac. Ceci
rend l’analyse symbolique de ce type de systeme moins evidente que dans l’implan-
tation precedente. Neanmoins en utilisant conjointement les proprietes de regulari-
sation de la transforme de Fourier sur les distributions [7], et la decomposition sur
une base discrete d’une fonction, l’expression (5.21) peut se mettre sous la forme
(voir annexe D) :
δ (F (α,k, E)) = α · β δ (F (0, 0,k, E))
+ α · β δ (F (0, 1,k, E))
+ α · β δ (F (1, 0,k, E))
+ α · β δ (F (1, 1,k, E)) (5.22)
Pour implanter une fonction Booleenne, il suffit d’annuler les argument des distri-
butions de Dirac correspondantes au termes Booleens elementaires, α·β, α·β, . . .,intervenant dans son expression symbolique. On obtient ainsi une trajectoire reso-
C -. RESONANCES FREQUENTIELLES 103
nante entre l’etat initial et l’etat cible, et donc un “1” logique, pour les valeurs de
α et β correspondantes.
Pour illustrer cette implantation, nous allons l’appliquer au cas du suiveur et
de l’inverseur. Ces deux fonctions ne dependent que d’une entree logique, α, et
leurs expression Booleennes sont respectivement α et α. Pour les implanter nous
utiliserons le systeme :
H =
|Ψa〉 |Ψb〉
E . ε .. E ε .ε ε e α. . α e
ou ε est pris suffisamment faible pour que la serie perturbative de Rab(E ± iη)
converge rapidement. Le parametre α ne prend que les valeurs 0 ou 1 et nous allons
montrer que selon la valeur des deux autres parametres E et e, ce systeme realise
les deux operations souhaitees. En appliquant l’equation (5.21) sur ce systeme il
vient directement :
δ (F (α,k, E)) = δ( 1
(E − e)ε2
[(E − e)2 − α2
])(5.23)
Le parametre ε2 au denominateur est un facteur d’echelle qui peut etre sorti de
la distribution sans incidence sur le reste des calculs. En developpant (5.23) selon
(5.22) il vient :
δ (F (α,k, E)) = α δ(E − e
)
+ α δ( 1
E − e((E − e)2 + 1
))(5.24)
En fixant E−e = 0, l’argument de la premiere distribution s’annule, alors que celui
de la deuxieme tend vers l’infini. L’equation (5.24) s’ecrit alors comme : α δ(0).
Cette singularite indique, nous l’avons vu au chapitre 2-C, une resonance frequen-
104 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
tielle qui a lieu ici uniquement si α = 1 c’est a dire si α = 0. Le systeme realise
donc un inverseur sur α. Pour les valeurs de α comprise entre 0 et 1, la frequence
d’oscillation est egale a la partie principale, negligee dans les expressions symbo-
liques utilisees ici. Neanmoins pour ce cas particulier cette partie principale est
nulle. Le systeme presente donc une interference frequentielle des que α 6= 0.
En fixant maintenant E − e = ±1, seul l’argument de la deuxieme distribution
est nul, celui de la premiere valant alors ±1. L’equation (5.24) s’ecrit alors comme :
α δ(0), signalant une resonance frequentielle entre |ψa〉 et |ψb〉 uniquement si α = 1.
Le systeme realise alors un suiveur sur la variable α.
Ce systeme peut donc, en fonction de ses parametres structuraux, realiser deux
operations differentes de la meme entree logique. Ceci peut se resumer comme :
δ( 1
(E − e)ε2
[(E − e)2 − α2
]) 'δ(α) siE = e
δ(1− α) siE = e± 1(5.25)
Pour ces deux differents cas, nous avons calcule numeriquement l’evolution du
systeme et sa trajectoire sur la sphere de Bloch reduite. On constate clairement
sur la figure 5.6, que dans les cas resonants, la frequence effective d’oscillation est
largement plus rapide que dans les cas non-resonant. L’analyse symbolique issue
de l’etude des resonances frequentielles, permet donc de construire des systemes
quantiques dont la reponse frequentielle respecte la table de verite d’une fonction
logique donnee. Le meme systeme peut egalement realiser differentes fonctions se-
lon les valeurs de ses parametres structuraux ouvrant ainsi la possibilite de realiser
des dispositifs programmables.
C -. RESONANCES FREQUENTIELLES 105
Inverseur Suiveur
Fig. 5.6 – Probabilites de presence Pab(t) et trajectoire dans la sphere de Blochreduite pour l’inverseur et le suiveur. Dans les cas resonants la frequence effectived’oscillation est proportionelle a ε alors qu’elle est proportionelle a ε2 dans les casnon resonnants.
2 · Implantation des fonctions Booleennes de deux va-
riables
Cette methode s’applique egalement au fonctions Booleennes de deux variables.
Pour le monter, nous allons etudier dans cette section le systeme modele :
H =
|Ψa〉 |Ψb〉
E . ε . .
0 E ε . .
ε ε e0 α β
. . α e1 k
. . β k e2
(5.26)
La diagonalisation exacte de QHQ, permet une analyse symbolique simple de la
reponse frequentielle de ce systeme. Nous allons montrer que cette derniere peut
realiser n’importe qu’elle fonction Booleenne symetrique a deux entrees. Pour cela
appliquons l’equation (5.21) :
106 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
δ (F (α,k, E)) = δ( ε−2
(E − e1)(E − e2)− k2
[(E − e0)
[(E − e1)(E − e2)− k2
]
− α2(E − e2)− β2(E − e1)− 2αβk])
(5.27)
Au vue de la complexite de l’expression des racines de la fonction en argument de
la distribution, ce cas general est difficilement etudiable. Neanmoins dans certain
cas particuliers, l’expression analytique de ces racines mene a une analyse symbo-
lique de la reponse frequentielle du systeme.
a) Fonctions AND, NOR et XOR
Prenons par exemple le cas : k = 0 et ei = e. Pour ces valeurs des parametres
structuraux, l’equation (5.21) s’ecrit comme :
δ (F (α, β,k, E)) = δ( 1
(E − e) [(E − e)2 − (α2 + β2)])
(5.28)
Cette expression peut etre developpee en utilisant (5.22) afin de faire apparaıtre
les prefacteurs Booleens :
δ (F (α, β,k, E)) = α · β δ((E − e))
+ α · β δ( 1
E − e[(E − e)2 − 1
])
+ α · β δ( 1
E − e[(E − e)2 − 1
])
+ α · β δ( 1
E − e[(E − e)2 − 2
])(5.29)
Comme dans le cas de l’inverseur et du suiveur, la valeur de E − e va conditioner
la fonction Booleenne realisee par le systeme. En effet si E − e = 0, alors seul
l’argument de la premiere distribution est annule donnant pour (5.29) : α · β δ(0),
le systeme realisant alors une fonction NOR. Si maintenant E − e = ±1, seul les
C -. RESONANCES FREQUENTIELLES 107
arguments de la deuxieme et de la troisieme distribution sont annules, l’equation
(5.29) s’ecrivant alors comme :
(α · β + α · β) δ(0), menant a la realisation d’une fonction XOR par le systeme.
Enfin si E− e = ±√2 seul l’argument de la derniere distribution est annule ce qui
mene a l’expression symbolique : α ·β δ(0) et donc a l’implantation d’une fonction
AND dans le systeme. La valeur de E − e determine donc la fonction logique
realisee par le systeme. Ceci se resume comme :
δ
(1
(E − e1)[(E − e1)2 − (α2 + β2)]
)'
δ(α2 + β2
)si E = e
δ(1− (α2 + β2)
)si E = e± 1
δ(2− (α2 + β2)
)si E = e±√2
(5.30)
Les evolutions temporelles ainsi que les trajectoires de ce systeme selon la va-
leur des parametres structuraux sont representees sur les figures 5.9, 5.10 et 5.11.
Les cas resonnants presentent une frequence effective d’oscillation bien plus grande
que les cas non-resonnants, et la trajectoire dans la sphere de Bloch reduite passe
d’une parabole a un cercle en s’ecartant des poles de l’operateur de deplacement.
Les fonctions logiques OR, NAND et NXOR ne sont pas realisables en fixant
k = 0 et ei = e. Ceci vient simplement du fait que pour ces valeurs des parametres
structuraux, la fonction F :
F (E, e, α, β) =1
E − e[(E − e)2 − (α2 + β2)
](5.31)
ne presente pas de zero commun pour des valeurs de α et β non equivalentes.
En effet pour implanter une fonction NAND, dont l’expression symbolique est :
α · β, il faut que F soit nulle dans les trois cas (α = 0, β = 0), (α = 0, β = 1)
et (α = 1, β = 0) et qu’elle soit differente de zero le cas (α = 1, β = 1), ce qui
n’est pas possible ici. La realisation de ces fonctions necessite donc une legere
complexification du systeme.
108 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
b) Fonction NAND
Pour implanter la fonction NAND nous gardons la condition ei = e mais avec
cette fois k 6= 0. Il vient alors en developpant la fonction generale (5.22) :
δ (F (α,k, E)) = α · β δ
(1
(E − e)2 − k2
[(E − e)((E − e)2 − k2
)])
+ α · β δ
(1
(E − e)2 − k2
[(E − e)((E − e)2 − k2 − 1
)])
+ α · β δ
(1
(E − e)2 − k2
[(E − e)((E − e)2 − k2 − 1
)])
+ α · β δ
(1
(E − e)2 − k2
[(E − e)((E − e)2 − k2 − 2
)− 2k])
(5.32)
Des que E = e, les arguments des trois premieres distributions s’annulent alors
que l’argument de la derniere reste different de zero. La reponse frequentielle du
systeme s’ecrit alors :[α · β + α · β + α · β]
δ(0). Le systeme realise donc bien
une fonction NAND pour E = e et quelque soit la valeur de k 6= 0. Une ex-
pression compacte de la reponse frequentielle du systeme peut etre obtenue en
remplacant les valeurs des parametres structuraux dans (5.27) et en extrayant les
termes constants ce qui mene a : δ(αβ)
C -. RESONANCES FREQUENTIELLES 109
c) Fonction NXOR :
Pour implanter cette fonction nous allons fixer e1 = −e2 ces deux parametres
etant differents de e0. En gardant k 6= 0, la reponse frequentielle du systeme est
alors donnee par :
δ (F ) = α · β δ
(1
(E − e)2 − k2
[(E − e0)
((E − e)2 − k2
)])
+ α · β δ
(1
(E − e)2 − k2
[(E − e0)
((E − e)2 − k2
)− (E + e)])
+ α · β δ
(1
(E − e)2 − k2
[(E − e0)
((E − e)2 − k2 − 1
)− (E − e)])
+ α · β δ
(1
(E − e)2 − k2
[(E − e0)
((E − e)2 − k2
)− 2E − 2k])
(5.33)
Une fonction NXOR est alors obtenue pour E − e0 = 0 et k = 0. En effet sous
ces conditions seul les arguments de la premiere et de la derniere distribution
s’annulent, signalant une resonance frequentielle entre l’etat initial et l’etat cible
seulement si α = β. L’expression de la reponse frequentielle de ce systeme peut
alors se mettre sous la forme compacte : δ(α2 − β2)
110 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
d) Fonction OR :
Pour implanter cette fonction, nous choisissons de poser e0 = e1 = e2 = 0 et
k 6= 0. La reponse frequentielle du systeme est alors :
δ (F (α, β,k, E)) = α · β δ (E)
+ α · β δ
(1
E2 − k2
[E3 − E(1 + k2)
])
+ α · β δ
(1
E2 − k2
[E3 − E(1 + k2)
])
+ α · β δ
(1
E2 − k2
[E3 − E(2 + k2)− 2k
])
(5.34)
Les racines des fonctions en argument des deuxiemes et troisiemes distributions
sont connues et donnees par : E± = ±√1 + k2 et E0 = 0. Cette derniere ne nous
interesse pas puisque pour cette valeur de E, l’argument de la premiere distribu-
tion s’annule aussi. En injectant E+ dans la fonction en argument de la derniere
distribution on trouve : k = ± 1√3. Pour cette valeur de k et de E, les fonctions
en arguments des trois dernieres distributions s’annulent menant a des evolutions
resonnantes et donc a l’implantation d’une fonction OR. L’expression symbolique
du systeme peut alors se mettre sous la forme compacte : δ(
1− α2 − β2 + αβ)
Les reponses temporelles de ce systeme dans les configurations realisant ces
trois fonctions ont ete calculees numeriquement, verifiant encore une fois le bon
accord entre les predictions basees sur l’etude des poles de la reponse frequentielle
et les evolutions calculees. Ces evolutions, ainsi que les trajectoires du systeme
dans la sphere de Bloch reduite, sont representees sur les figures 5.12, 5.13 et 5.14.
Le calcul numerique de la valeur de la frequence effective d’oscillation a ete mene
pour les differentes fonctions logiques que le systeme realise. La encore, l’accord
entre l’analyse symbolique de la reponse frequentielle du systeme et la valeur reelle
de cette frequence presente un accord satisfaisant.
C -. RESONANCES FREQUENTIELLES 111
Inputs (eV ) Ω (THz)
α β NOR AND XOR OR NXOR NAND
0 0 0.3 5 · 10−5 4 · 10−5 5 · 10−5 0.3 0.4
0 1 0 2 · 10−4 0.7 0.7 10−4 0.5
1 0 0 2 · 10−4 0.7 0.7 10−4 0.5
1 1 0 0.5 5 · 10−5 0.5 0.6 5 · 10−5
La variation de la frequence effective d’oscillation en fonction de α et β est
donnee sur la figure 5.7 pour les valeurs des parametres structuraux realisant une
fonction XOR (E − e = ±1 et k = 0).Pour les autres portes logiques, la variation
de Ω selon α et β est tres similaire, presentant des lignes de resonances corres-
pondantes aux valeurs de α et β qui annulent l’argument d’une des distributions
de Dirac. La largeur de ces pics est plus ou moins grande selon la valeur de ε, et
tendent vers des pics de Dirac dans le cas du systeme realisant une fonction NOR,
qui presente comme l’inverseur, une interference frequentielle des que α ou β sont
differents de zero.
Fig. 5.7 – Variation de lafrequence effective d’oscilla-tion en fonction de α et βdans le cas du systeme rea-lisant une foncions XOR
3 · Conclusion
Le systeme etudie ici peut ainsi realiser les six fonctions Booleennes syme-
triques en ajustant simplement ses parametres structuraux. Il constitue donc le
premier exemple de QHC programmable, analogue quantique des circuits logiques
112 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
programmables [6]. Sa reponse frequentielle mene a l’expression des fonctions Boo-
leennes sous la forme, non pas de polynomes comme au chapitre precedent, mais
de distributions de fonction. Ces expressions compactes peuvent etre resumees
comme :
B(α) δ(F (α)
)suiveur α δ(1− α)inverseur α δ(α)NOR α · β δ(α2 + β2)XOR α · β + α · β δ
(1− (α2 + β2)
)AND α · β δ
(2− (α2 + β2)
)NAND α · β δ(αβ)NXOR α · β + α · β δ(α2 − β2)OR α + β δ(1− α2 − β2 + αβ)
Fig. 5.8 – Ex-pression compactedes distributionsequivalentes auxexpressions symbo-liques des fonctionslogiques.
C -. RESONANCES FREQUENTIELLES 113
Fonction NOR : δ(α2 + β2)
Fig. 5.9 – Evolutions temporelles de la fonction Pab(t) et trajectoire dans la spherede Bloch reduite du systeme dans la configuration NOR.
Foncions XOR : δ(1− α2 − β2)
Fig. 5.10 – Evolutions temporelles de la fonction Pab(t) et trajectoire dans lasphere de Bloch reduite du systeme dans la configuration XOR.
114 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
Fonction AND : δ(2− α2 − β2)
Fig. 5.11 – Evolutions temporelles de la fonction Pab(t) et trajectoire dans lasphere de Bloch reduite du systeme dans la configuration AND.
Fonction NAND : δ(α2β2)
Fig. 5.12 – Evolutions temporelles de la fonction Pab(t) et trajectoire dans lasphere de Bloch reduite du systeme dans la configuration NAND.
C -. RESONANCES FREQUENTIELLES 115
Fonction NXOR : δ(α2 − β2)
Fig. 5.13 – Evolutions temporelles de la fonction Pab(t) et trajectoire dans lasphere de Bloch reduite du systeme dans la configuration NXOR.
Fonction OR : δ(1− α2 − β2 + αβ)
Fig. 5.14 – Evolutions temporelles de la fonction Pab(t) et trajectoire dans lasphere de Bloch reduite du systeme dans la configuration OR.
116 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
D - Stabilite des systemes
Comme dans le cas des systemes controles en distance du chapitre 4, il est ici
aussi interessant d’etudier l’evolution de la fidelite des systeme etudies lors de ce
chapitre lorsque ils sont soumis a de legeres perturbations ou lorsqu’ils interagissent
avec leur environnement. La encore, par souci de fluidite toutes les implantations
ne sont pas etudiees, et seule celle basee sur les Hamiltoniens effectifs inverses est
presentee. Nous avons vu au chapitre 3 que la fidelite d’un systeme controle en
frequence est donnee par :
F =∏
α,β
e−(Ωαβ−Iαβ)2
2σ2 (5.35)
ou Ωαβ est la frequence effective d’oscillation normalisee pour les valeurs de α et
β correspondante, et Iαβ le resultat attendu pour ces meme valeurs des donnees
d’entree. Il est alors possible de calculer cette fidelite pour la porte NAND rea-
lise au chapitre 5-A quand son Hamiltonien est perturbe par une source de bruit
commutative ou non, ou lorsque elle interagit avec un continuum, modelise ici par
le modele de Fano.
Dans le cas ou le Hamiltonien de cette porte est perturbe par une source de
bruit commutative, la fidelite de cette implantation est calculee en remplacant,
dans l’equation (5.35), Ωαβ par son esperance calculee au chapitre 3. D’apres la
figure 5.15, la fidelite de cette implantation reste bonne meme pour une amplitude
de bruit relativement elevee. Ceci vient du fait que la frequence dominante est tou-
jours donnee par le meme couple de valeurs propres et que par consequent, aucun
saut de frequence ne peut intervenir. Dans le cas du bruit non-commutatif, la fide-
lite du systeme est calcule selon les amplitudes η1 et η2 de deux sources de bruit,
la premiere ne portant que sur les elements diagonaux du Hamiltonien, l’autre sur
ses elements non-diagonaux (voir figure 5.16). La aussi les sauts de frequence sont
assez rares. Le poids de la frequence dominante etant bien plus important, une
grande modification de la base propre du systeme est necessaire pour changer de
couple de valeurs propres dominantes et la fidelite reste logiquement assez bonne
pour les amplitudes de bruit etudiees ici.
D -. STABILITE 117
La fidelite de ce systeme est egalement modifiee lorsque les trois etats du sys-
teme interagissent, au travers d’un couplage v, avec un continuum d’etats repre-
sentant l’environnement de la porte logique. Neanmoins nous avons vu au chapitre
3, que la presence de ce continuum modifie largement plus l’amplitude des oscil-
lations que leur frequence. La fidelite du systeme est alors logiquement tres peu
perturbee par ce continuum (voir figure 5.15).
Fig. 5.15 – Stabilite dela porte NAND contro-lee en frequence vis-a-visd’une source de bruit com-mutative d’amplitude η etlorsque les etats du sys-teme interagissent, au tra-vers d’un couplage v, avecles etats d’un continuum.Meme pour des perturba-tions fortes, la fidelite de laporte reste relativement ele-vee.
Fig. 5.16 – Stabilite dela porte NAND controleeen frequence vis-a-vis d’unesource de bruit, d’amplitudeη1, sur les elements diago-naux de son Hamiltonienet d’une deuxieme, d’ampli-tude η2, ne perturbant queles elements non-diagonaux.La encore, meme pour desperturbations fortes, la fide-lite de la porte reste relati-vement elevee.
118 CHAPITRE 5. PORTES LOGIQUES CONTROLEES EN FREQUENCE
E - Conclusion
Le controle en frequence permet de construire des systemes quantiques realisant
differentes fonctions logiques. Cette implantation est facilitee par la re-expression
des fonctions logiques sous forme particulierement bien adapte pour l’utilisation de
systemes quantiques. Ces expressions symboliques font non seulement intervenir
les donnees d’entree mais egalement les parametres structuraux. Ainsi, avant d’etre
implantee selon notre approche, toute fonction logique doit d’abord etre exprimee
au travers de la valeur absolue d’un polynome, pour controler les interferences
dynamiques, ou par une somme de distributions de fonction pour mettre a profit
le phenomene de resonance frequentielle. Ces expressions symboliques sont une des
cles de la generalisation de notre approche a des fonctions logiques tres complexes,
qui sera introduite au chapitre 8. Enfin, l’etude de la stabilite de ces systemes vis-
a-vis d’une source de bruit sur leur Hamiltonien ou des interactions qu’ils peuvent
avoir avec leur environnement, confirme la robustesse des systemes controles en
frequence par comparaison a ceux controles en distance.
Bibliographie
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119
120 BIBLIOGRAPHIE
Chapitre 6
Processus de mesure
A - Introduction
Le controle de D(t) et de Ω nous a permis aux chapitres 4 et 5 d’implanter des
fonctions logiques dans des systemes quantiques. Il nous faut maintenant preciser
les moyens de mesures possibles pour acceder a ces caracteristiques de ρ(t).
La spectroscopie de battements quantiques est la premiere technique experi-
mentale qui a permis d’acceder a certaines proprietes de ρ(t). En effet, la presence
de modulations dans le signal de fluorescence emis par un atome a ete demontree
des la fin des annees cinquante [1, 2, 3] et a depuis ete detectee dans de nombreuses
experiences [4, 5, 6, 7, 8, 9, 15, 16, 17].
Parmi les nombreuses descriptions theoriques de cette technique [2, 3, 4], nous
rappellerons ici brievement celle donnee par Felker et Zewail [10, 11, 12]. Consi-
derons N etats vibrationels, |φa〉, |φb〉, |φc〉, . . ., couples entre eux (voir fig. 6.1).
L’excitation de ce systeme a partir du niveau fondamental, |g〉, vers le niveaux op-
tiquement actif |φa〉, declenche son evolution. Le systeme n’etant pas totalement
isole, le peuplement des etats |φn〉, dont la duree de vie est notee Λ, donne lieu a
un signal de fluorescence lors de la desexitation du systeme vers les etats |fm〉. En
le detectant sur une seule bande, par exemple |fb〉, ce signal s’ecrit [10] :
121
122 CHAPITRE 6. PROCESSUS DE MESURE
S(t) = Ke−Λtµ(φa, g)µ(g, φa)µ(φb, fb)µ(fb, φb)Pab(t) (6.1)
ou les elements µ(φa, g) = 〈φa|e0 · µ|g〉 et µ(φb, fb) = 〈φb|ed · µ|fb〉 dependent des
polarisations d’emission, e0, et de detection, ed, ainsi que du dipole de transition
electrique, µ [10].
Bien que de nombreux raffinements puissent etre apportes [13, 14], cette analyse
simple montre que la mesure de S(t) fournit un acces direct a Pab(t). Le signal de
fluorescence peut etre utilise pour mesurer la sortie des fonctions logiques reali-
sees en controlant D(t) = 1−Pab(t), rejoignant ainsi des solutions d’implantation
recemment proposees [18, 19]. Il peut egalement etre utilise pour mesurer Ω au
travers de la transforme de Fourier de S(t) [10]. Neanmoins, nous allons montrer
que pour ce cas la, une autre solution correspond mieux a l’approche QHC : la
mesure de Ω au travers du courant tunnel parcourant le systeme.
Fig. 6.1 – Reseaux d’etats vibra-tionels. L’excitation du systeme, apartir de |g〉, dans l’etat |φa〉 de-clenche son evolution. La mesuredu signal de fluorescence issue dela desexitation vers la bande |fb〉donne une observation directe dePab(t).
B -. MESURE DE Ω PAR COURANT TUNNEL 123
B - Mesure de Ω par courant tunnel
Nous allons etablir un lien entre la frequence effective d’oscillation d’un sys-
teme quantique, et la probabilite de transfert electronique entre deux electrodes
au travers de ce dernier. Nous montrerons que l’expression analytique de cette
probabilite, notee Pa→b(E), est similaire a celle du coefficient de transmission elec-
tronique, note T (E), frequemment rencontre dans la litterature [34, 35, 62, 51].
Puisque le courant tunnel est proportionel au T (EF) pour une faible polarisation,
le microscope a effet tunnel [24, 25, 49] s’avere alors etre une technique experimen-
tale tres adaptee a la mesure des fonctions logiques basees sur le controle de Ω.
Une des premieres methodes de calcul du courant tunnel provient de la ge-
neralisation du formalisme de Lippmann-Schwinger [26, 30, 29], issue de l’etude
de l’evolution temporelle entre deux etats propres de chaque electrode au travers
de la matrice de transition [31, 32]. Plusieurs techniques ont etes proposees pour
mener ce calcul a bien, en passant par exemple par l’operateur de Møller [50], ou
en utilisant le theoreme d’Ehrenfest generalise [48, 27, 28]. D’autres solutions ont
egalement ete proposees [55, 53, 54, 45, 64, 61], mais aucune a notre connaissance
ne fait explicitement intervenir Ω.
Nous allons ici presenter une methode de calcul simple se basant sur le fil-
trage de Fourier (voir chapitre 2) et utilisant le modele de Fano pour modeliser
les continuums d’etats des electrodes (voir chapitre 3). Nous presentons en pre-
mier lieu le cas tres etudie d’une seule impurete introduite entre deux electrodes
mono-atomiques. Nous elargirons ensuite cette description a des cas plus complexes
en veillant a ce qu’elle reste coherente avec celles proposees dans la litterature
[35, 39, 43, 63].
1 · Relation entre Ω et Pa→b dans un cas simple
Nous avons etudie au chapitre 2 le systeme a trois etats represente sur la figure
6.2, dont la frequence effective d’oscillation peut etre approchee lorsque (v2a+v2
b )¿e par : Ω(e) ' 1/~
v2a+v2
b
e.
124 CHAPITRE 6. PROCESSUS DE MESURE
Fig. 6.2 – Systeme a trois etats isoleetudie lors du chapitre 2.
Afin de mesurer Ω, nous allons montrer qu’il est suffisant d’inserer l’etat |φ〉 entre
deux chaınes semi-infinie d’etats. Nous retrouvons ainsi une situation frequem-
ment rencontree dans la litterature et representee sur la figure 6.3 : le transfert
electronique au travers d’une impurete [35, 46].
Fig. 6.3 – Representation du systeme etudie pour modeliser le transfert electro-nique a travers une impurete. Deux chaınes semi-infinie interagissent au traversd’une impurete, ici l’etat |φ〉, qui perturbe la propagation des ondes de Blochelectroniques.
Considerons alors deux etats, |ψa〉 et |ψb〉, decrivant chacun un etat propre, d’ener-
gie E, d’une des deux electrodes [31, 32, 45]. Nous allons etudier la trajectoire
quantique de ce systeme, initialement prepare dans l’etat |ψa〉, en portant particu-
lierement attention a l’amplitude de probabilite 〈ψb|ψ(t)〉. Cette trajectoire est bien
entendu perturbee par les continuums formes par tous les etats propres des deux
electrodes. Ces perturbations sont modelisees ici par le modele de Fano [56, 57, 58]
dans lequel ces continuums sont discretises en pseudo-continuums contenant n
etats (voir chapitre 3). L’interaction entre les differents etats du systeme central
et les differents continuums se modelise simplement par un Hamiltonien effectif
[59, 60] :
Heff =
|ψa〉 |ψb〉 |φ〉( )E 0 εa0 E εbεa εb E + e
+i
2
|ψa〉 |ψb〉 |φ〉( )0 0 00 0 00 0 Γ
(6.2)
B -. MESURE DE Ω PAR COURANT TUNNEL 125
avec Γ = Γa + Γb = −4(v2a + v2
b )ρ(E) ou ρ(E) est la densite d’etat des continuums
[58, 60]. Ce modele effectif est represente sur la figure 6.4. A cause de leur normali-
sation, les deux etats propres, |ψa〉 et |ψb〉, interagissent tres faiblement avec l’etat
|φ〉 au travers des couplages εi = ε vi ou le parametre sans dimension ε ∝ 1/√n
provient de la normalisation des etats |ψa〉 et |ψb〉. Enfin, |φ〉 interagit de maniere
dissipative avec les continuums au travers de Γa et Γb.
Fig. 6.4 – Impurete, modelisee parl’etat |φ〉, introduite entres deux elec-trodes. Les etats |ψa〉 et |ψb〉 sont deuxetats propres d’energie E des deux elec-trodes. Les continuums formes par ceselectrodes perturbent la trajectoire dusysteme au travers des termes Γa et Γb.
Il est alors possible de calculer l’amplitude de probabilite pour que le systeme,
initialement prepare dans l’etat |ψa〉, atteigne l’etat |ψb〉. Ce calcul mene a :
〈ψb|ψ(t)〉 = −a(1− cos2 θe−ie+X
2te
Γ−Y2
t − sin2 θe−ie−X
2te
Γ+Y2t)e−iEt (6.3)
avec a = vavb(v2a+v2
b ). Comme lors du chapitre 2, l’angle θ definit la matrice U(θ) qui
diagonalise le Hamiltonien (6.2) avec :
θ = sin−1
|E − e+X
2− iΓ−Y
2|√
|E − e+X2− iΓ−Y
2|2 + δ2
(6.4)
ou δ =√ε2a + ε2
b . Les parametres X et Y proviennent de la decompostion en partie
reelle et imaginaire des valeurs propres de (6.2) et sont donnes par :
X =[1
2
(√(e2 − Γ2 + 4δ2)2 + 4e2Γ2 + (e2 − Γ2 + 4δ2)
)]1/2
Y =[1
2
(√(e2 − Γ2 + 4δ2)2 + 4e2Γ2 − (e2 − Γ2 + 4δ2)
)]1/2
(6.5)
126 CHAPITRE 6. PROCESSUS DE MESURE
Nous fixons dans la suite E = 0, qui sera notre reference en energie. Il est equivalent
de faire varier E en laissant e fixe mais les calculs s’en retrouvent legerement plus
complexes. Comme nous l’avons vu aux chapitres 2 et 5, la faible valeur de ε est
responsable du filtrage de l’equation (6.3), le poids d’une de ses frequences etant
largement superieur aux autres. Ici ce filtrage se traduit par sin2 θ ' 1. La valeur
moyenne de la fonction (6.3) est alors generalement definie par [26, 55] :
pab(e) =a
∫∞0
(1− e−iωteκt)e−γtdt∫∞
0e−γtdt
= a(ω + iκ)
(ω + iκ)− 2iγ(6.6)
ou l’on a pose : κ = 1/2(Γ + Y ) et ω = 1/2(e − X). La probabilite de transfert
electronique moyenne est alors simplement donnee par le module au carre de (6.6) :
Pa→b(e) = pab · p∗ab = a2 · ω2 + κ2
ω2 + κ2 + 4γ2 − 4γκ(6.7)
Plusieurs explications peuvent etre avancees pour justifier la nature du parametre
γ introduit en (6.7) : la cessation des interactions entre les etats |ψa〉 et |ψb〉 [26],
la relaxation de ces etats [47] ou simplement un parametre de convergence [55].
Il est possible d’obtenir l’expression de γ en comparant l’expression de Pa→b(e)
a celle du coefficient de transmission, T (e), obtenue selon la methode ESQC [36,
37](voir annexe 4). Nous menons ces calculs pour Γ ¿ e et E = 0, valeur pour
laquelle la densite d’etat des electrodes est maximale. Il vient alors :
Pa→b(e) =ε2aε
2b
γ2
a2
4h2 (v2
a + v2b )
2 + e2T (e) =
v2av
2b
(v2a + v2
b )2 + e2 h2
4
(6.8)
Pour que ces deux expressions soient identiques il faut que :
γ = εaεb
(h
2(δ/ε)2
)(6.9)
Les fonctions Pa→b(e) et T (e) sont representees sur la figure 6.5 pour cette valeur
de γ. Ce calcul etant effectue pour E = 0, c’est a dire au centre de la structure de
bande des electrodes, nous posons que sur une valeur quelconque de E, γ devient
B -. MESURE DE Ω PAR COURANT TUNNEL 127
par continuite : γ = εaεbρ(E)−1
4(δ/ε)2 . Enfin remarquons que l’equation Pa→b(e) don-
nee en (6.8) peut se re-ecrire simplement en fonction des parametres Γi comme :
Pa→b(e) = ΓaΓb[(Γa+Γb)2 +(eh/2)2]−1, qui est la forme Lorentzienne du coefficient
de transmission que l’on retrouve frequemment dans la litterature [44, 20].
Afin d’etablir un lien entre les caracteristiques de ρ(t) et (6.7), revenons a la
probabilite Pab(t) = |〈ψb|ψ(t)〉|2 qui s’ecrit, sous l’approximation sin2 θ ' 1 :
Pab(t) = a2(
1 + e2κt − 2eκt cos(ωt
))(6.10)
Cette fonction est egalement represente sur la figure 6.5 pour deux differentes va-
leurs de e. Les parametres ω et κ, definissant le profil de Pa→b(e) donne en (6.7),
apparaissent etre respectivement la frequence effective d’oscillation et le taux de
decroissance exponentiel de Pab(t). La probabilite Pa→b(e) n’est donc pas entie-
rement determinee par ω, κ jouant egalement un role important. Prenons par
exemple le cas e ¿ Γ qui mene a ω ' 0 et κ = Γ +√
Γ2 − 4δ2. Il est clair que si
κ ne jouait aucun role, Pa→b(e = 0) serait nul, ce qui va a l’encontre des resultats
traitant de la diffusion au travers d’un etat resonant [20, 45, 35]. Remarquons enfin
que l’amplitude des oscillations, a, modifie la valeur moyenne de Pa→b. Si a = 0, ce
qui arrive par exemple lorsque va ¿ vb ou en presence d’interference dynamique,
la probabilite Pa→b sera egalement nulle.
La fonction e−γt, intervenant dans le calcul de pab, est superposee aux probabi-
lites Pab(t) sur la figure 6.5. Comme ce qui etait deja pressenti dans la litterature
[52], l’exponentielle decroissante e−γt coupe rapidement Pab(t). Le calcul de pabprend uniquement en compte les premieres arches de 〈ψb|ψ(t)〉, sa valeur augmen-
tant avec ω et κ. Cette exponentielle decroissante agit comme un filtre passe haut
sur 〈ψb|ψ(t)〉. La caracteristique passe-haut du transfert electronique exposee ici
ne doit pas etre confondue avec celle passe-bas mesoscopique, provenant du circuit
RC equivalent d’une jonction tunnel.
128 CHAPITRE 6. PROCESSUS DE MESURE
Fig. 6.5 – La figure de gauche represente la probabilite Pa→b(e) en fonction del’energie e de l’impurete, les points etant la valeur du T (e) donnee par l’equation(6.8). Les deux figures de droite representent elles les oscillations Pab(t) (noir) ete−γt (bleu) pour deux valeurs differentes de e : e = 0 eV en haut et e = 0.5 eV enbas.
Nous pouvons maintenant montrer que le systeme de mesure represente sur la
figure 6.4 est capable de mesurer la frequence effective d’oscillation du systeme isole
de la figure 6.2. En effet lorsque Γ ¿ e, la probabilite Pa→b(e) s’ecrit simplement
comme :
Pa→b(e) = a2 ω2
ω2 + 4γ2avec ω =
ε2a + ε2
b
e= ε2Ω(e) (6.11)
ou Ω(e) est la frequence effective d’oscillation du systeme isole mentionne en debut
de chapitre. Cette expression de Pa→b(e) est en accord avec le travail fondateur
de J. Bardeen selon lequel : T (E) ∝ ω2 [30]. Au travers de cette expression, une
valeur de Ω peut s’obtenir au travers de la mesure de Pa→b(e) selon :
Ω(e) =a
2~ρ−1(E)
√Pa→b(e)
a2 − Pa→b(e) (6.12)
B -. MESURE DE Ω PAR COURANT TUNNEL 129
Les variations de la frequence effective d’oscillation de ce systeme se repercutent
donc directement sur le coefficient de transmission du systeme de la figure 6.4. Ce
coefficient etant un des facteurs dominant du courant tunnel passant au travers du
systeme [33, 34], la mesure du courant tunnel fournit un acces direct a la frequence
effective d’oscillation du systeme quantique.
130 CHAPITRE 6. PROCESSUS DE MESURE
2 · Relation entre Ω et Pa→b dans le cas general
Le principe de mesure que nous venons de decrire est facilement generalisable
au cas ou l’impurete contient plus d’un etat. L’expression exacte de 〈ψb|ψ(t)〉 est
generalement impossible a deriver analytiquement dans ce cas. Neanmoins, lorsque
les etats |ψa〉 et |ψb〉 sont faiblement couples au defaut, nous avons vu au chapitre
2, que deux valeurs propres, λ± = E+w±, presentent un poids largement superieur
aux autres. L’amplitude de probabilite peut alors etre approximee par :
〈ψb|ψ(t)〉 =
√Aeff
2e−i(E+w+)t(1− e−i(w−−w+)t) (6.13)
ou Aeff est l’amplitude effective des oscillations definie au chapitre 2. Ne jouant
aucun role, le terme de phase e−i(E+w+)t est neglige. La probabilite pab se calcule
de maniere identique a (6.6) et donne :
pab =
√Aeff
2
(Ω + i∆)
(Ω + i∆)− 2iγ(6.14)
avec :
Ω = 1/2Re(w− − w+) et ∆ = 1/2|Im(w− − w+)| (6.15)
La probabilite Pa→b est definie comme precedemment par Pa→b = pab · p∗ab qui
est alors donne par l’expression (6.7) avec les definitions de Ω et ∆ donnees en
(6.15) et avec a2 = 1/4Aeff. Contrairement a la section precedente, c’est ici E qui
varie, l’energie des etats du systeme central restant fixe. Comme precedemment,
pour mieux aborder ce phenomene, comparons (6.14) a la probabilite de presence
du systeme dans l’etat cible, donnee ici par :
Pab(t) = Aeffe−2∆t sin2(Ωt) (6.16)
Comme dans le cas precedent, l’amplitude, Aeff, des oscillations modifie la valeur
moyenne de Pa→b. La frequence effective d’evolution, Ω et le facteur de decrois-
sance exponentielle, ∆ definissent le profil de cette fonction.
Afin d’illustrer notre approche, prenons l’exemple simple du transfert electro-
B -. MESURE DE Ω PAR COURANT TUNNEL 131
nique au travers du reseau π d’un benzene dans le modele de Huckel simple [51, 38].
Afin de simplifier les calculs, le couplage entre deux orbitales p voisines du benzene
sera pris comme reference a k = −1 eV , le couplage entre deux etats des electrodes
sera lui egal a h = −2 eV . L’energie des orbitales p du benzene ainsi que celle des
etats des electrodes sont supposees egales a 0 eV .
Nous menerons ces calculs pour differentes configurations des electrodes, qui
seront placees soit en position ortho soit en position meta. Les parametres va et vb
prendront trois valeurs : une tres faible en comparaison de h, vi = −0.25 eV pour
illustrer le regime tunnel, une du meme ordre de grandeur que h, vi = −2 eV ,
pour etudier un regime qualifie de pseudo-ballistique et enfin une plus importante
vi = −6 eV qui sera refere comme surcouple.
Pour clarifier la construction du Hamiltonien effectif de Fano, etudions la confi-
guration ortho. Les etats |ψa〉 et |ψb〉 sont couples aux deux premiers etats du
reseau π par un couplage faible ε. Les continuums sont pris en compte par la par-
tie imaginaire de Heff. La premiere electrode interagissant uniquement avec l’etat
|φ1〉, seul l’element 〈φ1|H|φ1〉 est perturbe par la presence de cette electrode au
travers du terme Γa = 4v2aρ(E). Il en va de meme pour l’element 〈φ2|H|φ2〉 qui
est perturbe par la presence de la deuxieme electrode par le terme Γb = 4v2bρ(E).
Ainsi, le Hamiltonien effectif est donne par :
Heff =
|ψa〉 |ψb〉 |φ1〉 |φ2〉 |φ3〉 |φ4〉 |φ5〉 |φ6〉
E . ε . . . . .. E . ε . . . .ε . − iΓa
2k k . . .
. ε k − iΓb2
. k . .. . k . . . k .. . . k . . . k. . . . k . . k. . . . . k k .
(6.17)
Le Hamiltonien effectif relatif a la conformation meta est construit de maniere
identique a la seule difference que c’est alors l’etat |φ4〉 qui est couple a |ψb〉 et
132 CHAPITRE 6. PROCESSUS DE MESURE
dont l’energie est modifiee la presence de la deuxieme electrode. Les resultats de
ces calculs sont representes sur la figure 6.6 superposes au resultats obtenus avec
la methode ESQC pour le meme systeme [38]. Il apparaıt clairement sur cette fi-
gure, que les resultats obtenus par ces deux methodes sont tres similaires et sont
coherents avec d’autres approches proposees dans la litterature [51].
Les spectres obtenus en regime tunnel, sont semblables a la figure (2.9) obtenue
lors de l’etude de la frequence effective d’oscillation d’un oscillateur harmonique.
Ceci vient simplement du fait que les termes dissipatifs, Γ, etant ici tres faibles,
Pa↔b est largement dominee par Ω. Comme explique au chapitre 2, les resonances
et les interferences de ces spectres correspondent respectivement a un pole ou un
zero de l’operateur de deplacement Rab(z), et donc a une oscillation tres rapide ou
au contraire tres lente entre |ψa〉 et |ψb〉.
Du fait des fortes interactions entre le systeme central et les continuums, les
resonances des regimes pseudo-ballistique et surcouple sont decalees. Cette modi-
fication de la densite d’etats du systeme central est prise en compte de maniere
differente dans les deux methodes, ce qui explique les differences observees sur ces
spectres.
Enfin remarquons la presence en regime pseudo-ballistique et surcouple d’in-
terferences au niveau des energies propres degenerees du systeme central egales
a ±1 eV . Ces resonances sombres ne correspondant pas aux zeros de l’operateur
Rab(z) et sont entierement induites par la presence des continuums. Pour ces va-
leurs des parametres, les valeurs propres de poids fort w± sont degenerees ce qui
mene Ω = ∆ = 0 et par consequent Pa→b(E = ±1) = 0.
B -. MESURE DE Ω PAR COURANT TUNNEL 133
a) b)
c) d)
e) f)
Fig. 6.6 – Comparaison du calcul du T (E) (trait pointille bleu) et de Pa→b(E) (traitplein noir) a travers le reseau π d’un benzene connecte a deux electrodes mono-atomique dans des configurations ortho (colonne de gauche) et meta (colonne dedroite). Ces calculs sont menes pour differentes valeurs du couplage vi entre ledernier etat de chaque electrode et l’orbitale pz a laquelle elle est connectee. a) etb) Regime tunnel, vi = −0.25 eV . c) et d) Regime pseudo-ballistique, vi = −2 eV .e) et f) Regime surcouple, vi = −6 eV .
134 CHAPITRE 6. PROCESSUS DE MESURE
3 · Generalisation a N electrodes
L’etude du transfert electronique peut etre generalise au cas ou le systeme cen-
tral est place entre plus de deux electrodes [63, 40, 41, 42]. Notre approche peut
facilement etre ainsi generalisee pour tenir compte de la presence de N continuums
formes par les etats propres des N electrodes. Chaque etat du systeme central cou-
ple a la n-ieme electrodes voit son energie modifiee par un terme dissipatif Γn defini
comme precedemment. Le calcul de Pa→b, se fait alors en etudiant la trajectoire du
systeme entre deux etats, |ψa〉 et |ψb〉, decrivant chacun un etat propre, d’energie
E, d’une des deux electrodes. Les etats des N − 2 autres electrodes interviennent
ici uniquement dans les termes dissipatifs Γn.
Le calcul de la probabilite Pn↔m entre les electrodes monoatomiques n et m
faiblement couplees a une impurete ne contenant qu’un seul etat est alors imme-
diat et donne : Pn↔m(e) = ΓnΓm[(Γ1 + . . . + ΓN)2 + (eh/2)2]−1 qui est en accord
avec les autres methodes de calculs [40, 63].
Des systemes plus complexes peuvent egalement etre etudies a partir du calcul
numerique des deux valeurs propres de poids forts selon le critere de Bloch. Les
valeurs de Ω et ∆ obtenues grace a (6.15), sont alors utilisees dans (6.14) pour
calculer Pn↔m.
Etudions ainsi la transmission electronique entre trois electrodes mono-atomiques
au travers du reseau π d’un naphtalene. Ces trois electrodes interagissent chacune
avec un seul des etats du systeme central (voir figure 6.7a). Nous presentons sur
la figure 6.7 les trois cas : vi = −0.25 eV , vi = −2 eV et vi = −6 eV . La compa-
raison des resultats obtenus selon notre methode et la methode N -ESQC [40] est
satisfaisante meme si de legeres differences sont presentes.
B -. MESURE DE Ω PAR COURANT TUNNEL 135
a) b)
c) d)
Fig. 6.7 – Comparaison du calcul N -ESQC (trait pointille bleu) et selon notreapproche (trait plein noir) du coefficient de transmission entre trois electrodesconnectees au reseau π d’un naphtalene comme represente en a). Ces calculs sontmenes pour differents regime de conduction : b) tunnel, c) pseudo-ballistique, d)surcouple.
4 · Application aux portes logiques
Grace a la relation entre Ω et Pa→b, les resultats des fonction logiques implantees
au chapitre 5 peuvent etre mesures en inserant les systemes les realisant entre deux
electrodes.
136 CHAPITRE 6. PROCESSUS DE MESURE
a) Interferometre quantique
Nous avons vu au chapitre 2-C-4 qu’en presence d’interferences dynamiques
entre deux etats, l’amplitude des oscillations reste nulle quelque soit l’energie de
ces etats. La probabilite Pa→b(E) doit donc, pour ces systemes, rester nulle quelque
soit E. Mesurons alors le resultat de la fonction NXOR realisee au chapitre 5-B-3
en mesurant la probabilite Pa→b(E) au travers du systeme la realisant (cf figure
6.8a). Il apparaıt clairement qu’a cause des interferences dynamiques creees lorsque
α 6= β, Pa→b(E) reste nulle quelque soit E. La mesure du courant tunnel parcourant
ce systeme permet donc bien de mesurer la sortie de la fonction logique realisee.
Les autres interferometres presentes au chapitre 5 peuvent bien entendu etre insere
entre deux electrodes afin de mesurer la sortie des fonctions logiques qu’ils realisent.
a)
Fig. 6.8 – a) Interfero-metre realisant une fonctionNXOR insere entre deuxelectrodes semi-infinies. b)Calcul du coefficient detransmission Pa→b(E) a tra-vers ce systeme pour :k = −0.5 eV , h = −2eV . Les interferences dy-namiques obtenues lorsqueα 6= β menent a Pa→b(E) =0 quelque soit E.
b)
B -. MESURE DE Ω PAR COURANT TUNNEL 137
b) Resonance frequentielle
Les systemes construits au chapitre 5-C peuvent egalement etre implantes dans
une jonction tunnel afin de mesurer la valeur du courant tunnel au travers de sys-
temes qui les realisent. Nous imposons aux couplages vi d’etre faibles, afin Pa→b(E)
varie fortement au voisinage des resonances. Prenons alors le systeme program-
mable realise au chapitre 5-C, et inserons le entre deux electrodes (voir figure 6.9).
Le calcul du coefficient de transmission a travers ce systeme est represente, pour
k = 0, sur la figure 6.9. On y voit clairement les resonances frequentielles et les
interferences localisees en energies discutees aux chapitres 2 et 5. La mesure du
Pa→b(E) = 0 concorde parfaitement avec l’etude faite sur la frequence effective
d’oscillation, ce systeme realisant les fonctions NOR, XOR ou AND pour les
valeurs de E attendues.
a)
Fig. 6.9 – a) Systemequantique programmableconstruit au chapitre 5-Cinsere entre deux elec-trodes mono-atomiquessemi-infinies. b) Calcul ducoefficient de transmissionPa→b(E) a travers ce sys-teme. Aux energies E = 0,E = ±1 et E = ±√2, lesysteme realise respective-ment les fonctions NOR,XOR et AND.
b)
138 CHAPITRE 6. PROCESSUS DE MESURE
C - Conclusion
La spectroscopie de battement quantique permet, grace a son lien avec Pab(t),de mesurer la sortie des portes logiques implantees dans un systeme quantique,
qu’il soit controle en distance ou en frequence. Bien que necessitant generalement
un ensemble d’objets identiques [16], des progres recents permettent l’observation
d’oscillations de Rabi exitoniques sur une boite quantique unique [21, 22, 23]. Le
developpement de ces techniques a des objets comportant plus de deux etats op-
tiquement actifs, permettrait d’implanter une fonction logique dans un seul objet
quantique, se rapprochant ainsi du but de l’approche QHC.
Nous avons egalement demontre lors de ce chapitre la relation existant entre la
frequence effective d’oscillation d’un systeme quantique et le coefficient de trans-
mission electronique au travers ce dernier. Ainsi le resultat d’une fonction logique
controlee en frequence, peut etre mesure en connectant le systeme la realisant a
deux electrodes et en mesurant le courant tunnel parcourant ce dernier. La formu-
lation dependante du temps du coefficient de transmission doit encore etre deve-
loppee afin de prendre en compte des effets inelastiques [45, 65] ou des processus
multielectroniques.
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Chapitre 7
Realisation de calculateurs
quantiques Hamiltoniens
Grace a la relation etablie au chapitre 6 entre la frequence effective d’oscilla-
tion et le coefficient de transmission d’un systeme quantique, les donnees de sortie
des fonctions logiques realisees au chapitre 5 peuvent etre mesurees en utilisant le
courant tunnel parcourant les systemes quantiques les realisant.
Differentes solutions ont ete proposees pour faire converger les solutions d’ar-
chitecture vers des systemes realisables. Les premieres tentatives ont etes basees
sur une optimisation numerique de la structure chimique d’une molecule [1]. Ce
processus converge vers un systeme moleculaire dont le comportement se revele le
plus proche possible de celui d’un systeme ideal [2]. Ce processus d’optimisation a
ete applique, comme nous le verrons a la fin de ce chapitre, a differents systemes
comme un mono-feuillet de graphene fonctionnalise ou un reseaux de fils atomiques
realise a la surface d’une surface semi-conductrice.
D’autres voies ont egalement ete explorees. Ainsi la methode de construction
des systemes quantiques presentee au chapitre 5-C a ete appliquee a des systemes
dont la topologie est proche de celle du reseau π d’une petite molecule organique.
Ceci mene, comme nous allons le voir, a l’implantation de fonctions logiques dans
des molecules simples en tirant profit des ressources qu’elles offrent naturellement.
143
144 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
A - Molecules aromatiques connectees a des elec-
trodes metalliques
Les molecules organiques ont ete les premiers systemes etudies pour la realisa-
tion physique de calculateurs quantiques Hamiltoniens, la sortie etant encodee soit
dans une des caracteristiques de son evolution dependante du temps [1] soit dans
la valeur du courant tunnel la traversant [2].
Comme nous l’avons vu au chapitre 6, la nature des electrodes et leur inter-
action avec la molecule joue un role important. En effet si cette interaction est
importante, les resonances du T (E) se decalent et s’elargissent au point de dispa-
raıtre. Seul le controle des interferences locales peut alors permettre l’implantation
de portes logiques. Bien qu’une architecture soit possible en controlant uniquement
ces interferences, nous ne la presenterons pas ici, ces dernieres etant difficiles a
mettre en evidence experimentalement.
Lorsque les interactions entre la molecule et les electrodes sont faibles, le
controle de la position des resonances permet la realisation de fonctions logiques,
en utilisant les expressions symboliques obtenues au chapitre 5-C. Plusieurs so-
lutions sont alors possibles pour encoder les entrees logiques : la conformation
geometrique de groupements chimiques, la manipulation d’atomes de surfaces, ou
encore l’application d’un champ electrique sur le systeme. Toute ces solutions en-
traınent une modification des etats propres du systemes et sont par consequent a
meme de controler la transparence electronique de la molecule.
1 · Rotation d’un groupe chimique
La methode de construction des systemes quantiques presentee au chapitre 5-
C peut etre appliquee a des systemes dont la topologie se rapproche du reseau
π d’une molecule aromatique [3]. Selon le degre de degenerescence des orbitales
frontieres de la molecule et des regles de Dewar sur les orbitales moleculaires des
hydrocarbures alternants, differentes fonctions logiques peuvent etre realisees.
A -. MOLECULES AROMATIQUES 145
a) Orbitales frontieres simplement degenerees : fonction AND −NOR
Afin d’illustrer l’implantation de fonctions logiques dans une molecule unique,
appliquons notre methode d’analyse des systemes quantiques au Hamiltonien :
H =
|ψa〉 |ψb〉
E . ε . . . . .
. E . ε . . . .
ε . e1 k k . . .
. ε k e1 . k . .
. . k . e1 k α .
. . . k k e1 . β
. . . . α . e1 .
. . . . . β . e1
Ce systeme est la representation, dans le modele de Huckel simple, d’un [2,3]-
dinitro-cyclobutadiene connecte a deux electrodes. Les etats |ψa〉 et |ψb〉 sont,
comme explique au chapitre 6, deux etats propres de chacune des deux electrodes.
Les deux etats connectes au reseau π du cyclobutadiene modelisent l’interaction
des deux groupes NO2 avec le squelette de la molecule.
En effet, l’interaction des orbitales s des atomes d’oxygene avec l’orbitale pz
de l’atome d’azote, lorsque le groupement NO2 est perpendiculaire au plan de la
molecule, ecrante completement cette derniere orbitale qui ne modifie alors aucu-
nement le reseau π du cyclobutadiene. Cette situation correspond donc a α = 0.
Si maintenant le groupe NO2 est parallele au plan de la molecule, les interactions
mentionnees ci-dessus disparaissent, et l’orbitale pz de l’atome d’azote perturbe
alors le reseau π de la molecule. Cette situation correspond donc a α = 1.
Posant k = −1, il est possible de calculer la reponse frequentielle de ce systeme
en fonction de la valeur des entrees logiques :
146 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
B(α, β) = α · β δ(∆2 − 4
)
+ α · β δ((∆2 − 1)2 − 3∆2 + 1
)
+ α · β δ((∆2 − 1)2 − 3∆2 + 1
)
+ α · β δ((∆2 − 1)3 −∆2(3∆2 − 2)
)(7.1)
avec ∆ = E − e1. Similairement aux systemes etudies au chapitre 5-C, ce systeme
permet de realiser differentes fonctions logiques en fonction de la valeur du pa-
rametre ∆. Pour ∆ = ±2, seul l’argument de la premiere distribution de Dirac
s’annule menant a la realisation d’une porte NOR. Pour ∆ = ±(5±√17
2
)1/2, les ar-
guments de la deuxieme et troisieme distribution s’annulent menant a une fonction
XOR. Enfin la valeur :
∆ =√
2(1 +
√7
3cos(
1
3acos(
√27
28) +
2nπ
3)) 1
2 (7.2)
avec n = 1, 2, 3, annule l’argument de la derniere distribution de Dirac et realise
ainsi une fonction AND. Le calcul numerique de l’evolution temporelle du systeme
et de sa transformee de Fourier fournit la valeur de la frequence effective d’oscilla-
tion pour les differentes valeurs de α et β :
Entrees (eV ) Ω (THz)
α β NOR XOR AND
0 0 0.7 3 · 10−4 5 · 10−5
0 1 3 · 10−4 0.6 4 · 10−4
1 0 3 · 10−4 0.6 4 · 10−4
1 1 10−4 3 · 10−4 0.7
Le calcul du T (E) est ensuite effectue en connectant le systeme a des electrodes
mono-atomique comme represente sur la figure 7.1a. Ce calcul confirme que ce
systeme realise les differentes fonctions logiques selon la valeur de E, qui, rappelons
le, est l’energie de l’electron incident (voir figure 7.1b).
A -. MOLECULES AROMATIQUES 147
a)
Fig. 7.1 – a) Connexion dela molecule pour le calcul duT (E). b) T (E) du systeme.En fonction de α et β cettetransmission est modulee etrespecte la table de veritede trois differentes fonctionslogiques en fonction de E.La sortie de chacune des 3fonctions logiques est enco-dee dans le T (E) a une ener-gie fixe.
b)
Le calcul du T (E) de ce systeme, dans le modele de Huckel simple, confirme
l’optimisation faite sur la frequence effective d’oscillation. Neanmoins, le couplage
direct entre les deux electrodes, obtenues en prenant en compte les interactions aux
deuxiemes voisins, ecrante completement la modulation du coefficient de transmis-
sion par la molecule. Il est donc necessaire d’eloigner les deux electrodes l’une de
l’autre en etirant la molecule centrale.
Il existe un moyen simple d’etendre le systeme sans a avoir a recalculer l’ex-
pression symbolique de sa reponse frequentielle. En effet, nous allons voir que les
regles de Dewar [4] sur le spectre des hydrocarbures alternants (HA) permettent
de deduire les proprietes essentielles du coefficient de transmission au travers d’un
HA, selon les points de connexion des electrodes et des groupements chimiques
lateraux encodant les donnees d’entree.
Un hydrocarbure est dit alternant si ses atomes de carbones peuvent etre re-
148 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
groupes en deux familles, appelees etoilee et non etoilee, chaque atome appartenant
a une des familles n’ayant pour premier voisin que des atomes de la deuxieme. A
cette condition, les valeurs propres du systeme sont symetriquement reparties de
part et d’autres de l’energie de Fermi, EF , de la molecule : a tout etat propre, |Ψp〉,d’energie Ep, correspond un etat propre, |Ψ−p〉, d’energie −Ep. Le developpement
des etats propres sur les orbitales pz de chaque atome est egalement soumis a
condition : 〈φi|Ψp〉 = 〈φi|Ψ−p〉 si |φi〉 est l’orbitale pz d’un atome de carbone etoile
et 〈φi|Ψp〉 = −〈φi|Ψ−p〉 si |φi〉 est l’orbitale pz d’un atome de carbone non-etoile [5].
Ces regles permettent d’etablir le profil general du coefficient de transmission au
travers d’un hydrocarbure alternant en fonction des familles auquel appartiennent
les atomes du systeme auquel sont connectees les electrodes. Ainsi, si ces deux
atomes appartiennent a la meme famille, il est facile de montrer que T (EF ) = 0.
Au contraire si les deux atomes de connexion appartiennent a deux familles dif-
ferentes, T (EF ) 6= 0. Le calcul numerique du T (E), ainsi que des exemples de la
litterature [6], confirme ce resultat.
L’influence du rajout d’un groupement lateral, modelise ici par un atome de
carbone supplementaire, est egalement relie aux regles de Dewar. En effet si ce nou-
vel etat appartient a une des deux familles d’atomes de carbone, les coefficients de
l’etat propre qu’il introduit sont tous nuls sur les atomes appartenant a l’autre fa-
mille [5]. Ainsi si les deux electrodes sont connectees sur deux atomes appartenant
a des familles differentes, alors une de ces deux electrodes n’est pas connectees a
ce nouvel etat propre et aucune resonance supplementaire n’apparaıt sur le T (E)
du systeme. Si maintenant les deux electrodes sont connectees sur deux atomes de
la meme famille, alors une resonance supplementaire apparaıt. L’introduction de
ce nouvel etat propre modifie egalement le spectre en repoussant les autres etats
propres de part et d’autre du niveau de Fermi.
Sur le systeme represente sur la figure 7.1a, les deux electrodes sont connectees
a deux atomes appartenant a deux familles differentes, et il en est de meme pour
les deux atomes supplementaires. Selon les regles de Dewar, en gardant ces deux
conditions et en les appliquant a un HA quelconque, dont les orbitales frontieres
A -. MOLECULES AROMATIQUES 149
ont le meme degre de degenerescence que celle du cyclobutadiene, le coefficient de
transmission doit garder les meme caracteristiques generales et donc realiser les
meme fonctions logiques. Il est alors possible d’allonger la molecule centrale et de
passer successivement du cylobutadiene au naphtalene, a l’anthracene ...
Fig. 7.2 – Hydrocarbure alternant respectant les meme conditions de connexions.
L’utilisation du [1,5]-dinitro-anthracene permet une separation spatiale suffi-
sante des deux electrodes, diminuant le couplage direct entre ces dernieres, sans
pour autant attenuer trop fortement le T (E). L’anthracene est donc conserve pour
une implantation plus realiste de la porte logique presentee en debut de section.
Le calcul de la frequence effective d’oscillation du graphe de connexion modelisant
le reseau π de cet HA confirme qu’il realise les fonctions AND, XOR, et NOR
(voir figure 7.3). Neanmoins, comme nous le verrons plus tard, le resultat de la
fonction XOR, bien qu’accessible dans la conductance du systeme, n’est pas me-
surable dans le courant tunnel le traversant. Par consequent elle est des a present
mise de cote.
Dans ce modele plus realiste, les entrees logiques sont encodees dans les angles
que font les deux groupes NO2 avec le plan de la molecule. Le changement de
conformation peut etre realise soit par manipulation STM soit en chauffant loca-
lement le groupement. Le calcul du diagramme orbitalaire de cette molecule est
effectue, dans l’approximation EHMO, en considerant l’anthracene et les deux frag-
ments NO2. Son analyse precise peut etre trouvee dans notre publication [3]. Ce
diagramme, represente sur la figure 7.4, est le reflet de la construction des circuits
quantiques au niveau de la structure electronique du systeme et constitue donc la
base de l’implantation des fonctions logiques dans les molecules fonctionnalisees.
Le calcul du coefficient de transmission, represente sur la figure 7.5-A, reflete
150 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
Fig. 7.3 – a) Graphe de connexion de l’anthracene b) modulation de la frequenceeffective d’evolution en fonction de α et β c) Dans le modele complet les entrees αet β sont encodees dans les angles θ1 et θ2 que font les groupes NO2 avec le plande la molecule.
*
*
* *
Fig. 7.4 – CalculEHMO du diagrammeorbitalaire du [1,5]-dinitro-anthracene au-tour de son gap. LaHOMO (πanthra) et laLUMO (π∗anthra) sontstabilisee et destabili-see par leur interac-tion avec les orbitalesφ∗1 et φ∗2 des NO2.
ce mouvement de repulsion des orbitales moleculaires. Lorsque les deux groupe-
ment NO2 sont perpendiculaires au plan de la molecule, les deux orbitales φ1 et
φ2 interagissant tres faiblement avec les electrodes, les resonances qu’elles intro-
duisent dans le coefficient de transmission sont extremement etroites. Quand un
A -. MOLECULES AROMATIQUES 151
des deux NO2 est parallele au plan de l’anthracene, l’orbitale φ1, interagit avec le
reseau π et apparaıt alors sur le coefficient de transmission repoussant egalement
legerement les orbitales HOMO et LUMO de la molecule. La faible amplitude de
la resonance qu’elle introduit provient de l’assymetrie des couplages reliant cette
orbitale moleculaire a chacune des deux electrodes. L’orbitale φ2 quant a elle n’est
pas modifie et apparaıt la encore tres etroites. Lorsque enfin les deux groupes NO2
sont orientes parallelement au plan de la molecule, les deux resonances introduites
par φ1 et φ2 apparaissent clairement sur le T (E) et repoussent les orbitales fron-
tieres de l’anthracene.
L’intensite du courant tunnel est alors obtenue, grace a la formule de de Landauer-
Buttiker [8], en integrant le T (E) depuis le niveau de Fermi de la molecule, pris
ici entre la HOMO et la LUMO de l’anthracene, jusqu’au potentiel de la deuxieme
electrode. Ce potentiel est pris a 0.5 V pour la porte AND et a −0.35 V pour la
porte NOR. On comprend alors pourquoi la porte XOR a ete mise de cote, au-
cune integration T (E) similaire a celles-ci ne pouvant mesurer sa sortie. Il est alors
possible d’obtenir les cartes I(θ1, θ2), θi allant de 0o a 90o, pour ces deux portes
logiques comme represente sur la figure 7.5-B. Cette caracteristique illustre la forte
intensite du courant, de quelques µA, encodant un ”1“ logique. Neanmoins elle ne
presente pas de larges plateaux ce qui confererait a ces implantations une plus
grande resistance au bruit. Enfin, remarquons que la surface totale de ce dispositif
n’excede pas 1 nm2 alors que l’implantation dans un circuit electrique standard,
necessite 100 nm2 pour chacune des deux fonctions [7].
152 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
A B
0
00
θ1 (deg.) θ 2(deg.)
0.50
1.00
0
30
60
90 0
60
90
30
µI
( A
)
θ1 (deg.) θ 2(deg.)
0 µ
30
0
60
90
30
60
90
I (
A)
1.50
1.00
0.50
Idea
l res
pons
eA
ctua
l res
pons
eId
eal r
espo
nse
Act
ual r
espo
nse
0
0
(b)
(a)0
1
1
2
2
Fig. 7.5 – A- Calcul TB (pointille) et EHMO (trait plein) du T (E) d’un elec-tron sur le systeme, pour l’anthracene seul (a) lorsque les deux groupes NO2 sontperpendiculaires au plan de la molecule (b), lorsqu’un des NO2 est tourne (c) etlorsque les deux NO2 sont tournes (d). B -Intensite du courant tunnel mesure pourla porte NOR (a) et pour la porte AND (b) en fonction des angles que font lesgroupe NO2 avec le plan de la molecule.
b) Orbitales frontieres doublement degenerees : fonction NAND−OR
La methode utilisee a la section precedente peut etre appliquee a un systeme
presentant un degre de degenerescence different au niveau de ses orbitales fron-
tiere. Prenons alors l’exemple du reseau π du [2-6]-dinitro-benzene, decrit dans le
modele de Huckel simple :
A -. MOLECULES AROMATIQUES 153
H =
|ψa〉 |ψb〉
E . ε . . . . . . .
. E . . . . . ε . .
ε . e k k . . . . .
. . k e . k . . α .
. . k . e . k . . β
. . . k . e . k . .
. . . . k . e k . .
. ε . . . k k e . .
. . . . α . . . e .
. . . . . β . . . e
En posant k = −1, l’expression symbolique de la reponse frequentielle de ce
systeme est donnee par :
B(α, β) = α · β δ(∆3 − 6∆2 + 9∆− 4
)(7.3)
+ α · β δ(∆3 − 7∆2 + 13∆− 7
)(7.4)
+ α · β δ(∆3 − 7∆2 + 13∆− 7
)(7.5)
+ α · β δ(∆3 − 8∆2 + 18∆− 12
)(7.6)
avec ∆ = (E−e)2 et avec k = −1. Les arguments des trois premieres distributions
de Dirac presentent toutes les trois une racine evidente commune : ∆ = ±1. Annu-
lant les arguments des trois premieres distributions, cette valeur de ∆ realise une
fonction NAND. L’argument de la premiere distribution s’annule egalement pour
∆ = ±2, alors que les autres non. Le systeme realise donc une fonctionNOR a cette
energie. Il en va de meme pour ∆ = ±√2 qui annule seulement l’argument de la
derniere distribution et ∆ = ±√
3±√2 qui annule les arguments des deuxieme et
troisieme distributions, menant respectivement a la realisation des fonctions AND
et XOR. La faculte que ce systeme a de realiser la fonction NAND provient de la
degenerescence des orbitales frontieres reseau π du benzene. L’introduction d’un
etat supplementaire ne perturbe que l’une d’entre elles, le systeme presente alors
toujours une orbitale d’energie egale a celle de l’orbitale HOMO (et LUMO) du
154 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
benzene seul. Il faut l’introduction de deux etats supplementaires pour que toutes
les orbitales frontiere soient decalees en energie.
Neanmoins, la modulation du T (E) par ce systeme une fois connecte entre
deux electrodes metalliques est, ici aussi, completement ecrantee par le couplage
direct reliant ces deux electrodes. Il faut donc allonger la molecule tout en gardant
ses principales proprietes. Parmi de nombreux systemes, le corronene presente lui
aussi des orbitales frontieres degenerees deux fois. Les electrodes pouvant etre suf-
fisamment separees l’une de l’autre, la modulation du T (E) par cette molecule doit
alors permettre de realiser la fonction NAND, dont la sortie est mesuree grace au
courant tunnel la traversant.
Contrairement au benzene, le nombre d’atomes de carbone accessibles du coro-
nene permet de placer les deux electrodes sur deux atomes appartenant a la meme
famille, tout en placant egalement les deux groupements NO2 sur deux atomes de
la meme familles et en gardant l’equivalence entre les entrees logiques. Les regles
de Dewar predisent alors une interference au niveau de Fermi de la molecule pour
α = β = 0. Dans les deux cas α 6= β, ces regles predisent l’apparition d’une re-
sonance due au developpement symetrique de l’etat propre introduit sur les deux
atomes de connexion des electrodes. Cette resonance persiste pour α = β = 1, les
deux etats introduit ne se repoussant pas. Comme represente sur la figure 7.6, ceci
mene, en plus de la fonction NAND, a la realisation d’une fonction OR mesuree
grace a la conduction du systeme entre les deux electrodes.
A -. MOLECULES AROMATIQUES 155
Fig. 7.6 – Corronene fonctionnalise realisant les fonctions NAND et OR selonl’orientation des deux groupements NO2 et l’energie de l’electron incident. La de-generescence des orbitales frontieres de ce systeme necessite que les deux NO2
soient en position plane pour repousser les deux HOMO degenerees. Cette rota-tion introduit egalement une resonance proche du niveau de Fermi de la moleculepermettant ainsi la realisation d’une fonction OR.
L’integration du T (E) entre le niveau de Fermi de la molecule et son orbitale
HOMO (voir figure 7.7a) permet alors de mesurer la fonction NAND dans la
courant tunnel parcourant la molecule, la meme integration entre le niveau de
Fermi et l’energie des OM introduites par la rotation des groupes NO2 permettant
de realiser une fonction OR (voir figure 7.7b).
156 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
a) b)
Fig. 7.7 – a) Coefficient de transmission du dinitro-coronene calcule dans l’ap-proximation de Huckel simple (pointille) et dans celle d’Huckel etendu. La degene-rescence de l’orbitale HOMO permet de realiser une fonction NAND. De plus, larotation des groupements NO2 introduit un etat dans le gap de la molecule per-mettant la realisation d’une fonction OR. b) Reponse en courant de la molecule,confirmant la realisation de ces deux fonctions.
2 · Manipulation STM d’atomes de surfaces
Une des principales difficultes engendrees par la fonctionnalisation des HA est
la manipulation des groupes NO2. Nous avons par consequent propose d’autres
solutions pour encoder les donnees d’entree. Le deplacement d’un atome au voisi-
nage d’une molecule deforme ses orbitales [9, 10]. Ce deplacement peut-etre utilise
comme donnee d’entree, en associant un “0” logique quand l’atome est loin la mo-
lecule, et un “1” lorsque qu’il est suffisamment proche pour pouvoir deformer ses
OM. Puisque cette manipulation est aujourd’hui courante [11], la realisation expe-
rimentale d’un tel dispositif est imaginable. Il est par contre important de pouvoir
spatialement separer les atomes encodant les donnees d’entree et les electrodes
A -. MOLECULES AROMATIQUES 157
servant a lire le resultat du calcul afin de limiter au maximum les fuites de courant
directes a travers ces deux atomes. Nous avons alors propose d’utiliser un star-
phene. Les trois branches de cette molecule permettent de modifier ses orbitales
moleculaires en approchant des atomes,par exemple d’or, au bout de deux d’entre
elles tout en mesurant le courant a l’extremite de la troisieme (voir figure 7.8).
Fig. 7.8 – Proposition deschema experimental rea-liste. La conductance de lamolecule centrale est mo-difie selon la distance quila separe des deux atomesde surface. En repoussantses OM, ces deux atomesservent de donnees d’entreedu calcul.
L’analyse symbolique de cette molecule est rendue difficile par le grand nombre
d’etats qu’elle comprend. Cette analyse peut neanmoins se faire grace au systeme
modele suivant :
H =
|φa〉 |φb〉
E . ε . . . .
. E ε . . . .
ε ε e k k α .
. . k e k . β
. . k k e .
. . . α . e .
. . . . β . e
qui presente la meme symetrie que le starphene. La reponse frequentielle de ce
systeme modele est donnee par :
158 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
B(α, β) = α · β δ(∆4 − 3∆2 + 2∆
)
+ α · β δ(∆4 − 4∆2 + 2∆ + 1
)
+ α · β δ(∆4 − 4∆2 + 2∆ + 1
)
+ α · β δ(∆4 − 5∆2 + 2∆ + 3
)(7.7)
avec ∆ = E − e. Ce systeme peut alors realiser les fonctions NOR, et AND avec
par exemple ∆ = ±1 et ∆ = 1±√52
. Une legere complexification du systeme mene
egalement a la realisation des fonctions NAND, NXOR et OR. Cette etude n’est
neanmoins pas presentee ici, le but de ce chapitre etant de proposer des systemes
realisables.
Lorsque les atomes d’or sont rapproches de la molecules, l’interaction des or-
bitales 6s des atomes d’or avec le reseau π de la molecule, decale les orbitales
moleculaires du starphene. Ce decalage, correspondant a la variation des zeros
des arguments des distributions de l’equation (7.7), est clairement visible sur le
diagramme orbitalaire represente sur la figure 7.9. La stabilisation ou destabilisa-
tion des differentes orbitales est tres similaire a celle observees sur le [2-3]-dinitro-
cyclobutadiene. Le couplage des orbitales 6s des atomes d’or, stabilise la HOMO
et destabilise la LUMO en introduisant des etats dans le gap de la molecule, qui
se repoussent lorsque les deux atomes d’or sont rapproches.
Le calcul du coefficient de transmission au travers du systeme reflete la dy-
namique des orbitales moleculaires selon la position des atomes d’or. Au lieu de
presenter l’ensemble de ce coefficient, nous presentons sur la figure 7.10a, unique-
ment le decalage sur l’orbitale HOMO produit par le rapprochement des atomes
d’or. La carte du courant mesure entre les deux electrodes, est realisee en integrant
ce T (E) depuis le niveau de Fermi de la molecule jusque a l’energie de sa HOMO,
pour les differentes valeurs du couplage entre la molecule et les atomes d’or. Cette
carte, tres similaire a celle du [2-3]-dinitro-cyclobutadiene, confirme que ce systeme
realise une fonction NOR en fonction des entrees logiques.
A -. MOLECULES AROMATIQUES 159
Fig. 7.9 – Dia-gramme orbita-laires du starphene.Le rapprochementd’un des atomesintroduit un etatdans le gap de lamolecule et re-pousse ses orbitalesfrontieres permet-tant la realisationd’une fonctionNOR.
a) b)
Fig. 7.10 – a) Decalage en energie de la HOMO de la molecule provoque parle rapprochement des atomes d’or. b) Carte du courant mesure entre les deuxelectrodes, en fonction de l’intensite, normalisee, du couplage entre ces atomes etla molecule.
Cette implantation peut etre appliquee a d’autres molecules comme le coronene
etudie precedemment. Ce systeme presentant un degre de degenerescence different
au niveau de ses orbitales frontieres doit permettre de realiser des fonctions logiques
differentes.
160 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
3 · Application d’un champ electrique
Dans les deux implantations proposees ci-dessus, le decalage des orbitales mole-
culaires est non lineaire vis-a-vis de la modification du Hamiltonien qui le controle.
Cette non linearite rend la realisation de portes logiques complexe. Un controle li-
neaire de la position des OM est possible par application, d’un champ magnetique,
en levant une degenerescence par effet Zeeman, ou d’un champ electrique, depla-
cant les etats propres du systeme. Cette derniere solution est exploree ici en enco-
dant les donnees d’entrees dans la valeur de la tension, Vg(α, β), appliquee entre
deux electrodes generant un champ electrique dans lequel le systeme quantique est
plonge :
Vg(α, β) = V0 + (α + β)Vin (7.8)
Des solutions similaires ont ete proposees dans la litterature [12, 13, 14]. La refe-
rence [14] est tres similaire a ce qui est expose ici. Neanmoins dans [14], une des
deux donnees d’entree est encodee dans la tension de biais et l’autre dans la ten-
sion generant le champ electrique. Cet encodage limite naturellement le nombre de
donnees d’entree a deux, les operations complexes devant alors etre realisees par
la concatenation d’operations plus simples [14].
De nombreux systemes peuvent alors etre utilises pour realiser une porte logique
basee sur ce principe : un dopant dans une surface [15, 16], une boite quantique
[17, 18], ou une molecule [19, 20]. Pour rester coherent avec notre approche mole-
culaire nous utiliserons ici la conductance d’un endofullerene N@C60 lorsque celui
ci est soumis a un champ electrique. La reference [19] nous servira donc dans toute
cette section de point de comparaison.
L’etude de la conductance de ce systeme peut etre menee dans notre formalisme
et ainsi obtenir l’expression symbolique de la reponse frequentielle du systeme re-
presente sur la figure 7.11. Suivant [19], nous considerons que la conductance du
systeme implique simplement l’orbitale LUMO, degeneree trois fois, de l’endofulle-
rene. L’orbitale HOMO est quant a elle supposee restee entierement occupee, alors
que l’orbitale LUMO+1 reste vide. Le transfert de charge entre l’atome d’azote et
A -. MOLECULES AROMATIQUES 161
Fig. 7.11 – Mesure de laconductance d’un endofulle-rene plonge dans un champelectrique cree par la tensionentre les deux electrodes loin-taines (rouge). Cette tensionencode les donnees d’entrees dela fonction alors que le courantmesuree entre la pointe et lasurface encode la sortie logique
le fullerene est suppose negligeable. Le Hamiltonien du systeme est alors [19] :
H0 = (e0 + eVg)n+U
2n(n− 1)− JSC60 · SN (7.9)
ou e0 = −2.75 eV est l’energie de la HOMO du systeme [22], U est l’energie de
repulsion Coulombienne [23, 24, 25] qui est prise a 2.84 eV [22] et J = 1 meV est
l’energie d’interaction de spin [26]. n est le nombre d’electrons present sur l’en-
dofullerene. Les energies de transitions, Eti , permises entre deux configurations
presentant respectivement n et n + 1 electrons sur le fullerene, sont calculees a
partir de H0 [19]. Nous nous limiterons ici au cas ou n = 1, qui est l’etat fonda-
mental du C60 [27]. Les regles de selection de spin determinent quelles transitions
sont permise et permettent ainsi d’etablir le diagramme de transition represente
sur la figure 7.12a.
Considerant le transport a travers ce systeme comme un transport inelastique,
le nombre de particules presentes sur le systeme etant modifie, ce transport ne
peut etre resonant uniquement si l’energie de l’electron incident est egal a une des
energies de transitions. Ainsi, ces energies sont utilisees pour definir les energies
propres du systeme central. Pour pouvoir comparer nos resultats avec ceux de la
reference [19], l’energie de l’etat initial et de l’etat cible sont fixees a |Vb/2|, la
difference de potentiel etant appliquee symetriquement sur les deux electrodes.
Ceci mene au Hamiltonien :
162 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
H(α) =
|ψa〉 |ψb〉
|Vb/2| . ε ε ε ε . . .
. |Vb/2| ε ε ε ε . . .
ε ε Et1(α) . . .
ε ε . Et2(α) . .
ε ε . . Et3(α) .
ε ε . . . Et4(α)...
.... . .
(7.10)
Le calcul du T (E), par la methode dependante du temps presentee au chapitre
6, mene a la carte de la conductance du systeme en fonction de Vg et Vb represente
sur la figure 7.12b. Cette conductance est identique a celle calculee en [19], confir-
mant la coherence de notre approche avec celle basee sur la taux de transfert dans
une base muli-electronique [21].
L’expression symbolique de la frequence effective d’oscillation entre |ψa〉 et
|ψb〉 contolee par le Hamiltonien (7.10) donne directement : B(α) =∑
t δ(|Vb/2|−
Et(α)). Limitant notre etude aux quatre transitions permises pour Vb > 0.4 mV
et Vg < 90 mV, et en introduisant l’expression des energies de transitions, il vient :
B(α) = α · β∑n
δ(Vb/2− [(e0 − V0) + U + knJ ]
)
+ α · β∑n
δ(Vb/2− [(e0 − V0 − Vin) + U + knJ ]
)
+ α · β∑n
δ(Vb/2− [(e0 − V0 − Vin) + U + knJ ]
)
+ α · β∑n
δ(Vb/2− [(e0 − V0 − 2Vin) + U + knJ ]
)(7.11)
avec k = [−3/4, 3/4, 5/4, 7/4]. Il faut desormais determiner les valeurs des parametres
Vb, V0 et Vin qui permettent la realisation des fonctions Booleennes. Pour simpli-
A -. MOLECULES AROMATIQUES 163
a) b)
Fig. 7.12 – a) Diagramme des transitions permises entre les etats presentant 1 et2 electrons sur le C60 b) Conductance du systeme represente sur la figure 7.11 enfonction de la tension de grille appliquee entre les deux electrodes lointaines et dela tension appliquee entre la pointe et la surface. Ce calcul concorde parfaitementavec ceux presentes dans la reference [19].
fier l’analyse de (7.11), fixons : Vb = 5 mV . Pour realiser une fonction NOR, seul
l’argument de la premiere distribution doit etre annulee. Une solution possible est
alors : V0 = 89.25 mV, Vin = 0.5 mV, et kn = 7/4. Les portes OR, NAND,
AND et XOR peuvent etre realisees pour la meme tension Vb, et la meme valeur
Vin, en ajustant la tension V0 respectivement a 87.75 mV, 88.75 mV, 87.25 mV et
86.25 mV. Pour realiser la fonction NXOR, il est par exemple possible de fixer
Vin = 0.75 mV et V0 = 86.75 mV en gardant Vb = 5 mV. Toutes ces valeurs, ainsi
que la variation de la conductance en fonction des entrees logiques, sont resumees
sur la figure 7.13
Des fonctions plus complexes peuvent etre realisees en se basant sur le meme
principe. Nous allons presenter ici l’additionneur complet realisant l’addition de
trois bits notes α, β et γ. Le calcul des deux sorties de cette fonction doit se
faire pour deux valeurs differentes de la tension de biais. Les parametres, V0 et Vin
164 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
AND OR XOR
NAND NOR NXOR
Fig. 7.13 – Conductance du systeme en fonction de la valeur de la tension de grille.Ce systeme realise donc bien les six fonctions symetriques de deux variables selonla valeur de Vg de Vin et de V0.
doivent au contraire etre les memes pour ces deux sorties. Rappelons que ces deux
fonctions sont la somme (S) qui correspond a : α⊕β⊕γ, et la retenue (C), qui est
egale a 1 des que deux entrees sont egales a 1 : αβ+αγ+βγ. Comme represente sur
la figure 7.14, l’etude de la carte de conductance du systeme permet tres facilement
de trouver la valeur des parametres menant a la realisation de ces deux fonctions.
En effet pour V0 = 89.125 mV Vin = 0.25 mV, ces deux fonctions sont realisees
pour respectivement des tensions de biais de : VbC = 2.3 mV et VbS = 2.8 mV.
B -. STRUCTURATION DE SYSTEMES PERIODIQUES 165
Fig. 7.14 – Realisation d’un ad-ditionneur complet grace a laconductance de l’endofullerene.Chaque point de mesure de lacarte est indique par un cercle quiest plein si la valeur attendu de lafonction logique est 1.
B - Structuration de systemes periodiques
L’implantation que nous venons de voir necessite un controle a l’echelle ato-
mique de la position des electrodes vis-a-vis de la molecule. Pour palier a ce pro-
bleme, nous avons propose des solutions d’implantation ou les electrodes font di-
rectement partie du systeme quantique. Pour cela, nous avons choisi de structurer
un systeme periodique, afin d’y construire le circuit quantique contenant non seule-
ment le systeme central ou les donnees d’entrees sont encodees mais egalement les
electrodes servant a mesurer la sortie de la porte logique. Deux systemes ont etes
etudies : un mono-feuillet de graphene et une surface de Si(001)-(2×1)-H.
1 · Structuration d’un mono-feuillet de graphene
Parmi les materiaux les plus prometteur pour l’electronique moleculaire, le gra-
phene a gagne un interet considerable ces dernieres annees [28, 29, 30]. Il apparaıt
alors interessant de vouloir y implanter des fonctions logiques suivant l’approche
QHC. Il faut alors definir comment connecter ce feuillet de graphene a des elec-
trodes, trouver une solution efficace pour encoder les donnees d’entree et structurer
le systeme afin que l’intensite du courant le traversant respecte au mieux la table
de verite de la fonction logique souhaitee.
Les recents progres faits dans la structuration d’un mono-feuillet de graphene
[31, 32, 33], permettent de decouper un mono-feuillet unique afin d’en faire un
166 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
circuit complet, de forme quelconque, comprenant l’unite de calcul ainsi que les
electrodes. Diverse techniques permettent ensuite d’arracher des atomes a n’im-
porte quel endroit du circuit [34, 35, 36], assurant ainsi un controle complet de sa
topologie.
Afin d’encoder les donnees d’entree nous avons explore diverses solutions [37,
38, 39, 40], la plus avantageuse reposant sur l’utilisation groupements stilbenes
[41, 42, 43] places en bout de courts polyenes eux meme greffes sur le corps de
la molecule. Ces groupes passant, de maniere reversible, d’un etat ferme a ouvert
lorsqu’ils sont illumines (voir figure 7.15), peuvent modifier de maniere conse-
quente les orbitales moleculaires du systeme et donc permettent d’en controler la
transparence electronique. Afin de limiter le temps de calcul, ces groupements ont
ete modelises par un Hamiltonien effectif ne tenant compte que des etats propres
d’energies les plus proches du niveau de Fermi des electrodes, energie a laquelle le
coefficient de transmission du systeme est calcule.
Fig. 7.15 – Groupements photo-chromiques utilises pour enco-der les entrees logiques. Une foislies au systeme le controle del’etat de photo-isomerisation deces groupes permet d’en modifierla conductance.
La conductance d’un tel systeme, compose de plusieurs dizaines d’atomes et
fortement couple aux electrodes, sort du cadre de l’etude de l’expression symbo-
lique developpee au chapitre 5. Nous sommes donc contraint d’avoir recourt a un
processus d’optimisation combinatoire, represente sur la figure 7.16, portant sur la
place des electrodes, celle des groupements stilbenes ainsi que sur la structure du
systeme central. Ce processus est capable de tester plusieurs millions de configura-
tions en seulement quelques heures, et permet de demontrer la faisabilite theorique
d’un calculateur QHC implante dans un mono-feuillet de graphene.
B -. STRUCTURATION DE SYSTEMES PERIODIQUES 167
Fig. 7.16 – Illustration du fonctionnement de l’optimisation combinatoire meneesur les feuillets de graphene. Apres avoir choisi un fragment de depart, les electrodeset les groupement stilbenes sont positionnes. Les atomes de carbones du systemecentral sont alors extrait afin d’explorer toutes les configurations possibles. Lecoefficient de transmission de chaque configuration est calcule et compare auxtables de verite des fonctions logiques. Toutes les solutions dont la fidelite estsuperieure au seuil fixe sont sauvegardees.
Le systeme represente sur la figure 7.17a est issu de ce processus d’optimisation
et realise la demi-addition des deux entrees logiques. Apres integration du coef-
ficient de transmission autour de l’energie de Fermi des electrodes, les intensites
des courants mesures entre l’electrode source et les deux electrodes de sortie sont
representees sur la figure 7.17b. L’optimisation de la marge entre un 0 et un 1
logique, ici relativement faible, doit etre integre au processus 7.16 afin de realiser
des systemes moins sensibles.
168 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
a) b)
Fig. 7.17 – a) Mono-feuillet de graphene fonctionnalise realisant la demi-additiondes variables α et β qui chacune controle la configuration d’un des deux groupe-ments stilbene. b) Valeurs en µA des courants dans les deux electrodes de sortie.
2 · Modification d’une surface de Si(001)-(2×1)-H
Les fils atomiques, realises par exemple par manipulation STM [11, 44], sont
necessaires a l’adressage des portes logiques moleculaires etudiees en debut de cha-
pitre. Neanmoins cette approche pose des problemes de resistance de contact [45]
et de positionnement de la molecule [46]. Il est alors envisageable d’imaginer ces
fils non pas comme simple moyen de connexion mais de les assembler en circuits
afin que ce dernier realise a lui seul une fonction logique donnee.
Parmi d’autres solutions [47, 48], ces fils peuvent etre obtenus a partir d’une
surface passivee de Si(001)-(2×1)-H, en extrayant une ligne d’atomes d’hydrogenes
[49, 50, 51]. L’extraction d’un de ces atomes, realisable par voie optique [52, 53] ou
grace a une pointe STM [54], libere une liaison pendante (LP) et introduit un etat
dans le gap de la surface. De part la faible decroissance exponentielle du courant
les parcourant (0.09 A−1) [55, 56], les fils de LP sont particulierement interessants
B -. STRUCTURATION DE SYSTEMES PERIODIQUES 169
pour realiser des circuits quantiques.
Nous avons ici aussi etudie diverses solutions pour encoder les donnees d’entree
comme l’isomerisation d’une molecule deposee sur la surface [51], le deplacement
d’atomes sur le reseau des LP [55], ou encore la manipulation des LP, realisables
par pulses STM [50] ou par chauffage tunnel. Cette derniere solution, qui permet
une analyse simple de la reponse du reseau en fonction des entrees logiques, est
etudiee dans la suite. Chaque entree logique est alors encodee dans la position
d’une des LP du circuit.
Pour accelerer les calculs, un modele de type liaisons-fortes de ces circuits de
LP a ete etabli. Dans ce modele, obtenu en comparant les structures de bandes
DFT et celle qu’il fournit, chaque LP est modelisee par une cellule contenant 3
etats. L’interaction entre deux cellules composant le circuit depend alors de la dis-
tance les separant. De nombreux circuits realisant des fonctions logiques simples
peuvent etre realises a partir de ce modele. Par exemple, le reseau represente sur la
figure 7.18a, realise une fonction XOR, dont la sortie est encodee dans l’intensite
du courant tunnel le parcourant (voir figure 7.18b). Les entrees logiques controlent
l’etat d’hydrogenation des sites represente en rouge.
170 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
a) b)
Fig. 7.18 – a) Reseau de LP realisant une fonction XOR en fonction de la positiondes deux LP rouges encodant les donnees d’entree. b) Coefficient de transmissionde ce systeme confirmant qu’il realise la fonction XOR L’integration de ce T (E)entre les deux traits gris donne le courant mesure entre les deux electrodes.
Neanmoins, en prenant en compte tous les atomes de la surface dans le modele
de Huckel etendu, le calcul du T (E) ne converge pas tout le temps vers les resul-
tats obtenus avec le modele des liaisons-fortes. Ces differences doivent maintenant
etre gommees pour assurer de la validite de notre modele et ainsi commencer la
realisation experimentale de ces circuits.
C - Conclusion
Nous avons demontre au cours de ce chapitre la possibilite de realiser des portes
logiques moleculaires basees sur l’analyse symbolique des circuits quantiques intro-
duite au chapitre 5. La rotation des groupement NO2, premiere solution proposee
pour l’encodage des donnees d’entree, bien que permettant une analyse symbolique
simple, constitue un des principaux obstacles a la realisation experimentale de ces
dispositifs. Nous avons donc propose des solutions alternatives basees par exemple
sur la manipulation d’atomes de surface ou l’application d’un champ electrique.
Nous avons alors montre que ces solutions sont efficaces et permettent d’envisager
la realisation physique de ces portes logiques.
C -. CONCLUSION 171
Enfin nous avons applique l’approche QHC a des systemes periodiques struc-
turables, comme un mono-feuillet de graphene ou une surface de Si(001)-(2×1)-H,
permettant la realisation de circuits quantiques. Bien que la determination de la
structure de ces systemes necessite encore une optimisation combinatoire, l’en-
thousiasme dont beneficie ces materiaux novateurs permet egalement d’envisager
la realisation experimentale de ces portes logiques dans un futur proche.
Nous avons propose lors de ce chapitre des schemas experimentaux realistes
afin que l’efficacite de notre approche puisse etre verifiee experimentalement. Ainsi
la realisation du schema experimental presente a la section A-2 est en cours et
donne des resultats en accord avec nos predictions.
172 CHAPITRE 7. REALISATION DE QHC
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Chapitre 8
Montee en complexite
Nous avons vu au chapitres 4 et 5 comment realiser des fonctions logiques
de 2-entrees/1-sortie dans des systemes quantiques. D’un point de vue technique,
mais aussi pour repondre a des questions plus fondamentales, comme par exemple
evaluer la puissance de calcul fournie par un systeme quantique, ces methodes de
construction doivent etre generalisees a la realisation de fonctions logiques de M -
entrees/N -sorties dans le systeme quantique le plus simple possible.
Cette montee en complexite est encore a l’heure actuelle un probleme non resolu
de l’electronique classique [1]. Rappelons que la construction d’un circuit electro-
nique, se base sur l’expression symbolique de la fonction qu’il realise. A partir
des regles de connexions serie et parallele, des interrupteurs, sont assembles en un
circuit afin que sa resistance entre ses extremitees soit egale a cette expression.
Puisque chaque donnee logique commande plusieurs transistors, cet assemblage
necessite la duplication des entrees logiques [2].
Dans une approche quantique, la loi des mailles n’etant plus valable [3, 4, 5, 6]
et l’intensite du courant diminuant de maniere exponentielle la long des fils [7,
8, 9, 10], de tel circuits ne peuvent etre construits. Il faut donc trouver d’autres
representations des fonctions Booleennes, comme celles rencontrees au chapitre 5
faisant intervenir des polynomes [11, 12, 13, 14], ou des distributions de Dirac.
177
178 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
Lors de ce chapitre, nous allons generaliser la construction des Interferometres
Quantiques Generalises (IQG,voir chapitre 5-B), qui se base sur l’expression poly-
nomiale des fonctions logiques, et celle des Circuits Spectraux Quantiques (CSQ,voir
chapitre 5-C), qui utilisent eux les distributions de Dirac.
A - Interferometres Quantiques Generalises
La representation polynomiale d’une fonction logique nous a permis lors du
chapitre 5-B, de controler les interferences dynamiques entre l’etat initial et l’etat
cible. Cette methode, bien que menant a des systemes dont la topologie est tres
particuliere, est facilement generalisable. Nous allons voir comment les expressions
polynomiales issues de l’etude des tables de Karnaugh ponderees, permettent de
determiner les parametres structuraux d’un systeme similaire a celui utilise au
chapitre 5-B, et ainsi realiser des fonctions logiques de N -entrees/M -sorties.
1 · Presentation du systeme
A mesure que la complexite d’une fonction logique augmente, son expression
polynomiale fait intervenir des monomes de m termes [14]. Pour les implanter
dans le couplage effectif d’un systeme quantique, il est utile que ce dernier puisse
se mettre sous la meme forme. Dans ce but, nous utiliserons le systeme represente
sur la figure 8.1. Le couplage effectif entre |Ψa〉 et |Ψb〉 se factorise comme au
chapitre 2 B-5, et donne :
Rab(z) =S
z − eN∑n=1
〈Ψa|[ M∏m=1
H|φnm〉〈φnm|]H|Ψb〉 (8.1)
ou S est la somme des termes perturbatif d’ordre superieur. Ce couplage effectif
est une somme de produits de M termes et est donc adapte pour implanter des
fonctions Booleennes complexes.
A -. INTERFEROMETRES QUANTIQUES GENERALISES 179
Fig. 8.1 – Interferometre quantique generalise permettant l’implantation de fonc-tion logique Booleenne simple dans un systeme controle en frequence, grace aucontrole des interferences dynamiques ayant lieu entre l’etat initial et l’etat cible.
2 · Application
Pour illustrer le fonctionnement de l’implantation d’une fonction logique dans
un IQG, nous allons implanter la fonction Booleenne, F , de quatre entrees logiques
dont l’expression symbolique est :
F = αβγδ + αβγδ + αβγδ + αγδ + αβγδ (8.2)
Pour cela, nous devons tout d’abord trouver le polynome equivalent de son expres-
sion symbolique. Ce polynome peut etre determine grace a la table de Karnaugh
de F , representee sur la figure 8.2a, en suivant la methode presentee au chapitre
5-B-2. Le regroupement des termes represente sur la figure 8.2b, contient trois
groupes, un de poids +1, dont l’expression symbolique est βδ et deux de poids −1,
dont les expressions sont respectivement αβ et γδ. Ceci donne le polynome :
R = |βδ − αβ − γδ| (8.3)
nettement plus simple que l’expression (8.2). L’implantation de F a partir de cette
expression polynomiale mene au systeme quantique represente sur la figure 8.3a.
Bien sur, une structuration differente de la table de Karnaugh de F , comme celles
representees sur les figures 8.2c et 8.2d, menent a des polynomes differents et donc
a des systemes quantiques differents.
180 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
a) b) c) d)
Fig. 8.2 – a) Table de Karnaugh de la fonction F etudiee ici. b-c-d) Differentsregroupements de cette table de Karnaugh en groupes ponderes.
Afin de confirmer le bon fonctionnement de ce systeme nous avons calcule
l’evolution temporelle du systeme representee sur la figure 8.3b. On verifie bien
alors la presence d’une interference dynamique entre l’etat initial et l’etat cible
lorsque F = 0 alors que dans les cas ou F = 1 ces interferences disparaissent.
a) b)
Fig. 8.3 – a) Systeme quantique realisant la fonction test F . b) Calcul numeriquede l’evolution temporelle de ce systeme en fonction des entrees logiques confirmantqu’il realise correctement F .
A -. INTERFEROMETRES QUANTIQUES GENERALISES 181
3 · Fonction Booleenne usuelles de N variables
Parmi les 22N fonctions possibles de N variables [2], les fonctions AND, OR,
XOR et leur negations sont les fonctions predominantes de l’electronique moderne.
Il est donc particulierement utile de pouvoir les implanter de maniere optimale dans
un systeme quantique. L’utilisation des tables de Karnaugh generalisees, de part
le nombre tres eleve de regroupements possibles, ne s’avere pas ici tres adaptees
pour deriver les expressions polynomiales de ces fonctions. Il est donc necessaire
de les developper analytiquement.
a) Expressions Polynomiales
Les expressions polynomiales des fonctions logiques a deux entrees ont deja ete
exposees au chapitre 5-C. Ces expressions sont generalisables a N entrees logiques,
notees α = α1, . . . αN. Selon le theoreme fondamental des polynomes elemen-
taires symetriques [15], ces fonctions se decomposent de maniere unique selon ces
polynomes, notees Sn(α). La demonstration par recurrence de ces expressions,
bien que longue, ne presente aucune difficulte et mene aux expressions :
ROR(α) =∑
n(−1)n+1Sn(α) RNOR(α) = 1−∑n(−1)n+1Sn(α)
RAND(α) = SN(α) RNAND(α) = 1−SN(α)
RXOR(α) =∑
n(−2)n−1Sn(α) RNXOR(α) = 1−∑n(−2)n−1Sn(α)
La complexite de ces polynomes vis a vis des expressions symboliques des fonctions
qu’ils realisent, vient des nombreux termes servant a assurer que R soit unique-
ment egal a 0 ou a 1. Grace a cette propriete, l’equivalence B(α) = 1−B(α) peut
etre utilisee [14], rendant les expressions polynomiales des negations des fonctions
immediates, avec par exemple : RNOR(α) = 1− ROR(α).
Quelques simplifications peuvent etre operees sur ces expressions polynomiales.
En effet il est possible d’utiliser des polynomes pseudo-Booleens, n’egalant pas for-
cement 1 lorsque la fonction logique qu’ils realisent egale l’unite, mais egalant bien 0
lorsque cette fonction est nulle. Ceci permet d’eliminer de nombreux termes dans
les expressions polynomiales, menant par exemple au polynome pseudo-Booleen
182 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
realisant la fonction OR : ROR(α) = S1(α).
Le polynome associes a la fonction XOR peut etre considerablement simpli-
fie en separant les variables α en deux groupes, α1 = α1, . . . , αm et α2 =
αm+1, . . . , αN. Selon l’equivalence α ⊕ β = |α − β|, rencontree au chapitre 5, il
vient : α1 ⊕ . . . ⊕ αN =∣∣(α1 ⊕ . . . ⊕ αm) − (αm+1 ⊕ . . . ⊕ αN)
∣∣. En injectant le
polynome Booleen de la fonction XOR dans cette derniere expression il vient :
RXOR(α) =∣∣∣m∑n=1
(−2)n−1Sn(α1)−N−m∑n=1
(−2)n−1Sn(α2)∣∣∣ (8.4)
b) Exemples d’implantation de fonctions de N entrees logiques
Pour illustrer l’implantation d’une fonction de N entrees logiques, etudions le
cas de la fonction XOR pour N = 4. D’apres l’equation (8.4), le polynome realisant
cette fonction est donne par :
RXOR = |α1 + α2 − α3 − α4 − 2α1α2 + 2α3α4| (8.5)
Puisque cette expression comporte 6 termes, dont les plus complexes sont des pro-
duits de trois facteurs, 6 branches comportant toutes 2 etats sont necessaires pour
implanter une fonction XOR de quatre entrees logiques. Ceci mene au systeme
represente sur la figure 8.4a. Le calcul numerique de l’evolution temporelle de ce
systeme confirme le controle opere par les entrees logiques sur la presence ou l’ab-
sence d’interferences dynamiques entre |Ψa〉 et |Ψb〉 (voir figure 8.4b). Neanmoins
l’amplitude des oscillations diminue, atteignant ici au maximum 1/40. Cette dimi-
nution est due a la repartition de |Ψ(t)〉 sur les 14 etats qui composent le systeme,
diminuant le poids de la projection de |Ψ(t)〉 sur l’etat cible.
A -. INTERFEROMETRES QUANTIQUES GENERALISES 183
Fig. 8.4 – a)Interferometre quantique generalise realisant une fonction XOR dequatre entrees logiques. b) Calcul numerique de l’evolution de ce systeme confir-mant le controle des interferences dynamiques.
4 · Fonction a plusieurs sorties
Les interferometres quantiques permettent la creation d’un circuit realisant
une operation logique presentant plusieurs donnees de sortie. Prenons l’exemple
de l’additionneur complet, realisant l’addition de trois bits, notes α, β et γ. Les
expressions symboliques des deux fonctions logiques qui le composent sont :
B1(α, β, γ) = α⊕ β ⊕ γ B2(α, β, γ) = αβ + αγ + βγ (8.6)
L’interferometre realisant la fonction α⊕β⊕γ est construit a partir de l’expression
polynomiale des fonctions XOR de N entrees logiques. Le deuxieme interferometre
est quant a lui immediat a partir de l’expression symbolique de B2(α, β, γ). Ces
deux interferometres sont alors couples comme indique sur la figure 8.5a, parta-
geant l’etat initial de l’evolution |ψa〉. La figure 8.5 confirme que ce systeme realise
correctement l’addition des trois bits d’entree. Neanmoins ce systeme necessite
la duplication des entrees logiques a differents endroits du systeme, et seule la
fonction α⊕β⊕γ tire profit des ressources quantiques du systemes. Le developpe-
ment d’IQG pour les fonctions de M -sorties ne propose donc pas une amelioration
considerable vis-a-vis des implantations classiques.
184 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
Fig. 8.5 – Systeme realisant un additionneur complet. Les deux sorties sont calcu-lees par deux sous circuits independants. Cette implantation ne propose donc pasd’amelioration par rapport a l’implantation classique.
B - Circuits Spectraux Quantiques
La representation des fonction Booleennes sous forme de distribution de Di-
rac nous a permis au chapitre 5-C, de construire des systemes quantiques simples
realisant des fonctions logiques de 2-entrees/1-sorties. Cette approche peut elle
aussi etre generalises a des fonctions logiques de M -entrees/N sorties. Nous al-
lons monter que les proprietees quantiques du systeme permettent de limiter la
duplication des entrees logiques, mais egalement de realiser differentes operations
en paralleles. Contrairement au calcul quantique traditionel ou une meme fonction
est calculee pour differentes valeurs des entrees logiques, le calcul quantique Ha-
miltonien permet ici de calculer differentes fonctions mais pour la meme valeur des
entrees logiques.
1 · Presentation du systeme
Pour realiser les N operations logiques, notees Bn(α), nous utiliserons un cir-
cuit quantique similaire a ceux presentes au chapitre 5-C, appele Circuit Spectral
Quantique (CSQ) et dont la representation schematique est presentee sur la figure
8.6. Ce systeme contient N blocs d’alimentation, et N blocs de lecture. Les Hamil-
B -. CIRCUITS SPECTRAUX QUANTIQUES 185
toniens, Hai , des blocs d’alimentation contiennent S etats, notes |φsai〉, d’energies
Esi et n’interagissant pas entre eux. De maniere symetrique les Hamiltoniens des
blocs de lectures, Hbi , contiennent eux aussi S etats, notes |φsbi〉, d’energies Esi et
n’interagissant pas entre eux. Les Hamiltoniens Hai et Hbi doivent etre identiques
afin d’assurer la possibilite de la presence d’une resonance frequentielle entre les
etats |φsai〉 et |φsbi〉.
L’etat initial de l’evolution, |ψa〉, sera une superposition de tout les etats de tous
les blocs d’alimentation. Chaque etat cible, |ψbn〉, sera une superposition des etats
du Hamiltonien Hbn . Le resultat de la fonction logique, Bn(α) est alors encodee
dans la frequence effective d’oscillation entre |ψa〉 et |ψbn〉. Le Hamiltonien cen-
tral, Hcore(α), controlant cette frequence, doit comporter un etat propre resonant
entre ces deux etats lorsque un “1” logique est attendu par la realisation de Bn(α).
Puisque la frequence effective d’oscillation entre deux etats d’energie differente
est proportionelle a la partie principale, P(F (E; k;α)), l’expression symbolique
de la n-ieme fonction Booleenne realisee par ce systeme est la superposition d’ex-
pressions elementaires :
Bn(α) =2M∑i=1
Bi ·[ S∑s=1
δ(F (Es
n; k;αi))]
(8.7)
ou Esn et l’energie du s-ieme etat du n-ieme bloc de lecture et ou les Bi sont les
termes Booleens elementaires introduits au chapitre 5-C. L’amplitude maximale
des fonctions Tr[ρ(t)ρbn ] ne peut pas ici atteindre 1. En effet puisque l’etat initial
de l’evolution, |ψa〉, est une superposition de Na etats et que le n-ieme etat cible est
une superposition de Nbn etats, la valeur maximale de Tr(ρ(t)ρbn) est : (NaNbn)−1.
Ceci ne remet absolument pas en cause notre approche qui est exclusivement basee
sur le controle de la frequence effective d’oscillation.
L’equation (8.7) peut etre considerablement simplifiee dans le cas ou Bn(α) est
symetrique vis-a-vis des entrees logiques α. Explicitement une fonction Booleenne
est dite symetrique vis de ses entrees si tout permutation de ces variables ne modifie
pas la valeur de la fonction. Dans ce cas, les operateurs Booleens symetriques Si(α),
186 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
n’egalant 1 si et seulement si i elements de α sont egaux a 1, sont utilises dans
(8.7) ce qui donne :
Bn(α) =M∑i=0
Si(α) · [S∑s=1
δ(F (Es
n; k;α2i−1))]
(8.8)
Dans cette expression le nombre d’elements de la somme augmente maintenant
avec M et non plus avec 2M comme auparavant. L’equivalence de toute les entrees
logiques doit egalement etre preservee dans le Hamiltonien Hcore(α). La decompo-
sition spectrale de cet operateur doit donc etre insensible a toute permutation entre
les differents αi. Les spectres des operateurs Hcore(αi = 1, αj 6=i = 0), i = 1, . . . , n,
doivent etre identiques, assurant l’equivalence entre les differents αi [16, 17, 18].
Enfin afin de faciliter la representation de ces systemes quantiques, chaque etat
sera represente par le sommet d’un graphe, les couplages entre ces etats etant natu-
rellement les arretes du graphe. Les couplages faibles entre les blocs d’alimentation
et le systeme central sont traces en gris permettant de reconnaıtre facilement les
differents blocs.
Fig. 8.6 – Representationd’un CSQ realisant unefonction logique de M en-trees et N sorties. L’etat ini-tial, |ψa〉, est une superposi-tion des etats des Hai et len-ieme etat cible, |ψbn〉, estune superposition des etatsde Hbn . Le systeme centralcontrole l’evolution du sys-teme depuis |ψa〉 vers les|ψbn〉.
B -. CIRCUITS SPECTRAUX QUANTIQUES 187
2 · Fonctions usuelles de M variables
Un exemple pedagogique illustrant la construction de CSQ est la realisation
des 6 fonctions Booleennes symetriques de M variables logiques. Pour realiser ces
fonctions, nous utiliserons le systeme represente sur la figure 8.7.
Fig. 8.7 – CSQ choisit pour implanter les fonctions logiques symetriques de Mvariables.
Ce systeme comporte un bloc d’alimentation et un bloc de lecture contenant cha-
cun S etats d’energies Es qui n’interagissent pas entre eux. Tout ces etats sont
faiblement couples a un des M + 1 etats, tous d’energie e, du systeme central.
Comme explique plus haut l’etat initial sera une superposition des etats du bloc
d’alimentation et l’etat cible sera une superposition des etats du bloc de lecture.
En appliquant l’equation (8.8) a ce systeme il vient directement :
B(α) =M∑m=1
Sm(α)[ S∑s=1
δ((Es − e)2 −m)]
(8.9)
Il reste maintenant a determiner le nombre d’etats presents dans les blocs d’ali-
mentation et de lecture ainsi que la valeur de leurs energies, afin que ce systeme
realise une fonction logique donnee. Pour cela exprimons les fonctions Booleennes
usuelles au travers des operateurs Booleens symetriques :
188 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
BOR(α) =∑M
m=1 Sm(α) BNOR(α) = S0(α)
BAND(α) = SM(α) BNAND(α) =∑M−1
m=0 Sm(α)
BXOR(α) =∑M
m=1,3.. Sm(α) BNXOR(α) =∑M
m=0,2,... Sm(α)
Il est alors facile de determiner les energies Es grace a l’equation (8.9) et au tableau
ci-dessus. Prenons l’exemple de la fonction XOR, qui egale 1 lorsque un nombre
impair de αi sont egaux a un. Il faut alors que :
Es = e±√2s− 1 (8.10)
et que S soit egal a M/2 si M est pair et (M−1)/2 si M est impair. Il est bien entendu
possible de determiner les valeurs des Es et de S, pour les autres fonctions logiques.
Il est desormais possible de construire ce systeme avec par exemple M = 4 comme
represente sur le figure 8.8. Le calcul numerique de sa trajectoire permet de verifier
l’efficacite de la methode, ce systeme realisant bien la fonction XOR des quatre
entrees logiques. Comme explique plus haut l’amplitude maximale de ses fonctions
n’est pas 1 mais est 1/4.
a)
b)
Fig. 8.8 – a) CSQ rea-lisant la fonction XORde quatre entrees lo-giques. L’etat initial etl’etat cible sont tout lesdeux la superposition dedeux etats. b) Le cal-cul numerique de la fonc-tion Tr(ρ(t)ρb) en fonc-tion des α confirme lebon fonctionnement dece systeme malgre labaisse de l’amplitude desoscillations.
B -. CIRCUITS SPECTRAUX QUANTIQUES 189
3 · Realisation d’un demi-additioneur
Pour illustrer la construction d’un CSQ realisant une fonction ayant plusieurs
sortie, realisons un demi-additionneur. Rappelons que cette fonction logique a deux
sortie, la somme S et la retenue C dont les expressions symboliques sont :
S(α1, α2) = α1 ⊕ α2 = S1(α) C(α1, α2) = α1 · α2 = S2(α)
Puisque la fonction contient deux sorties, deux blocs d’alimentation et deux blocs
de lecture sont necessaires. De plus, puisque les expressions symboliques de C et
S ne font intervenir qu’un seul operateur Si(α), chacun de ses blocs doit contenir
un seul etat. Ceci mene au Hamiltonien :
H =
|φa1〉 |φb1〉 |φa2〉 |φb2〉
E1 . . . ε . .
. E1 . . ε . .
. . E2 . ε . .
. . . E2 ε . .
ε ε ε ε e α1 α2
. . . . α1 e .
. . . . α2 . e
(8.11)
L’etat initial de l’evolution devant etre une superposition de tous les etats de tous
les blocs d’alimentation, il s’ecrit :
|ψa〉 =1√2
(|φa1〉+ |φa2〉)
(8.12)
Les etats cibles sont quant a eux : |φb1〉 et |φb2〉. Selon l’equation (8.8) l’expres-
sion symbolique des reponses frequentielles du systeme sur ces deux etats sont
respectivement donnees par :
B1(α) = S0(α) δ(E1 − e
)B2(α) = S0(α) δ
(E2 − e
)
+ S1(α) δ((E1 − e)2 − 1
)+ S1(α) δ
((E2 − e)2 − 1
)
+ S2(α) δ((E1 − e)2 − 2
)+ S2(α) δ
((E2 − e)2 − 2
)
190 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
Pour que B1(α) realise S(α), il suffit de fixer E1 − e = ±1, cette valeur annulant
la distribution de Dirac associee a S1(α). De meme afin de que B2(α) realise
C(α), il suffit d’imposer E2− e = ±√2. Sous ces conditions le systeme represente
sur la figure 8.9a realise un demi-addionneur en mesurant la frequence effective
d’oscillation sur |φb1〉 pour obtenir S et sur |φb2〉 pour avoir C comme represente
sur la figure 8.9b. Les proprietes quantiques du systeme permettent ici de ne pas
dupliquer les entrees logiques. Chacune d’entre elles n’apparaıt qu’une seul fois
dans le Hamiltonien alors que l’implantation classique de cette operation necessite
six transistors [19]. De plus grace a l’effet non local des entrees, les deux fonctions
logiques sont calculees en parallele et donc sans delai de calcul.
S C
S0(α)
S1(α)
S2(α)
a) b)
Fig. 8.9 – Realisation d’un demi-aditionneur dans un CSQ. a) Representation stan-dard du Hamiltonien (8.11) et sa representation en graphe. b) Calcul numeriquedes fonctions Tr(ρ(t)ρb1) et dans les trois configurations non equivalentes pourε = 10−3 eV , Ea1 = Eb1 = 1 eV , Ea2 = Eb2 =
√2 eV et un temps d’evolution de
4π 10−12 seconde. Puisque l’etat initial est une superposition de deux etats propresdu Hamiltonien du bloc d’alimentation, l’amplitude maximale de ces fonctions estde 1/2. Neanmoins le controle de Ω est tres performant cette frequence passant de0.3 THz pour les cas resonnants a 0.1 GHz pour les cas non-resonnants.
B -. CIRCUITS SPECTRAUX QUANTIQUES 191
4 · Realisation d’un additionneur-complet
Le systeme que nous venons de voir comporte plusieurs blocs d’alimentation et
plusieurs blocs de sortie, mais tous ces blocs ne contiennent qu’un seul etat chacun.
Nous presentons ci-apres un exemple plus complexe, l’additionneur complet. Cette
operation de trois variables necessite deux fonctions logiques, S et C, dont les
expressions symboliques sont :
S(α1, α2, α3) = S1(α) + S3(α) C(α1, α2, α3) = S2(α) + S3(α)
Cette operation necessite egalement deux blocs d’alimentation et deux blocs de
lecture. Neanmoins, puisque les expressions symboliques de S et C font intervenir
deux operateurs Si(α) chacune, chaque bloc doit contenir deux etats. Ceci mene
au Hamiltonien :
H =
|φ1a1〉 |φ2
a1〉 |φ1
a2〉 |φ2
a2〉 |φ1
b1〉 |φ2
b1〉 |φ1
b2〉 |φ2
b2〉
E11 . . . . . . . ε . . .
. E21 . . . . . . ε . . .
. . E12 . . . . . ε . . .
. . . E22 . . . . ε . . .
. . . . E11 . . . ε . . .
. . . . . E21 . . ε . . .
. . . . . . E12 . ε . . .
. . . . . . . E22 ε . . .
ε ε ε ε ε ε ε ε e α1 α2 α3
. . . . . . . . α1 e . .
. . . . . . . . α2 . e .
. . . . . . . . α3 . . e
(8.13)
ou les variables α sont bien equivalentes entre elles dans le Hamiltonien du systeme
central. Sur cette base, l’etat initial est une superposition des quatre etats |φjai〉 et
l’etat cible |φbn〉 est lui une superposition des deux etats |φ1bn〉 et |φ2
bn〉. Appliquant
l’equation (8.8) sur ce systeme, l’expression symbolique de la frequence effective
d’oscillation sur |φbn〉 est :
192 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
Bn(α) = S0(α)[δ((E1
n − e))
+ δ((E2
n − e))]
+ S1(α)[δ((E1
n − e)2 − 1))
+ δ((E2
n − e)2 − 1))]
+ S2(α)[δ((E1
n − e)2 − 2))
+ δ((E2
n − e)2 − 2))]
+ S3(α)[δ((E1
n − e)2 − 3))
+ δ((E2
n − e)2 − 3))]
(8.14)
avec n = 1, 2. Pour que B1 realise S il est alors suffisant de fixer E11 − e = ±1 et
E21 − e = ±√3. De meme, pour que B2 realise C les valeurs E1
2 − e = ±√2 et
E22 − e = ±√3 sont fixees.
La construction du systeme pourrait prendre fin ici. Neanmoins, l’etat initial et les
etats cibles peuvent etre partiellement relocalises en appliquant des rotations sur
le Hamiltonien precedent. Ainsi le Hamiltonien :
H =
|φa1〉 |φa2〉 |φb1〉 |φb2〉
E1 k1 . . . . . . . . . .
k1 E1 . . . . . . ε . . .
. . E2 k2 . . . . . . . .
. . k2 E2 . . . . ε . . .
. . . . E1 k1 . . . . . .
. . . . k1 E1 . . ε . . .
. . . . . . E2 k2 . . . .
. . . . . . k2 E2 ε . . .
. ε . ε . ε . ε e α1 α2 α3
. . . . . . . . α1 e . .
. . . . . . . . α2 . e .
. . . . . . . . α3 . . e
(8.15)
avec Ei =E1i +E2
i
2et ki =
E1i−E2
i
2, est obtenu apres une rotation de π/4 sur les
sous-espaces des blocs d’alimentation et de lecture. Sur cette base, l’etat initial de
l’evolution se decompose comme : |ψa〉 = 1√2(|φa1〉+ |φa2〉) et les deux etats cibles
B -. CIRCUITS SPECTRAUX QUANTIQUES 193
sont simplement |φb1〉 and |φb2〉. Mesurant la frequence effective d’oscillation sur
ces deux etats, le systeme realise l’addition des variables α. Ceci est facilement
verifie grace au calcul numerique des fonctions Tr(ρ(t)ρbn) qui sont representees
sur la figure 8.10b. La encore, les proprietes quantiques du systemes sont utilisees
afin de ne pas dupliquer les entrees logiques et permettent egalement de calculer
les deux fonctions en parallele.
a)
b)
α S C
S0(α)
S1(α)
S2(α)
S3(α)
Fig. 8.10 – Realisation de dans un CSQ a) Representation graphique du CSQrealisant l’addition des variables α1, α2 et α3 b) Calcul numerique des fonctionsTr(ρ(t)ρb1) et Tr(ρ(t)ρb2) selon la valeur des αi, pour ε = 10−3 eV et un tempsd’evolution de 4π 10−12 seconde. L’amplitude maximale de ces oscillations est icide 1/8. La frequence effective d’oscillation passe de 0.75 THz pour un “1” logiquea 0.25 MHz pour un “0” logique.
194 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
5 · Realisation d’un additionneur 2 bits
Les implantations que nous venons de presenter se base sur l’etude analytique
des zeros des fonctions en argument des distributions de Dirac. A mesure que la
taille du systeme augmente, ces expressions deviennent extremement complexes. Il
est alors necessaire de trouver une solution numerique a la construction de CSQ.
Afin de presenter ce type de construction, etudions l’additionneur 2 bits. Cette
operation fait l’addition de deux mots binaires constitues chacun de deux bits :
W1 = α1β1 et W2 = α2β2. Les variables α sont equivalentes entre elles tout
comme les variables β. Neanmoins les groupes α et β ne sont pas equivalents. Les
expressions symboliques des trois fonctions Booleennes composant cette operation
sont :
C = α1α2 + (α1 + α2)β1β2 =2∑
k=0
S2(α)Sk(β) + S1(α)S2(β) (8.16)
S1 = α1 ⊕ α2 ⊕ β1β2 =1∑
k=0
S1(α)Sk(β) +∑
k=0,2
Sk(α)S2(β) (8.17)
S2 = β1 ⊕ β2 =2∑
k=0
Sk(α)S1(β) (8.18)
Trois blocs d’alimentation et trois blocs de lecture sont donc necessaires a l’im-
plantation de cette operation. Puisque l’expression symbolique de S2 fait intervenir
3 operateurs Si(α)Sk(β), trois etats sont necessaires dans le bloc d’alimentation,
et symetriquement dans le bloc de lecture, implique dans la realisation de S2.
Les expressions symboliques des deux autres fonctions logiques faisant intervenir
quatre operateurs, Si(α)Sj(β), les blocs d’alimentation et de lecture les realisant
contiennent eux quatre etats chacun.
La construction du circuit realisant l’addition de ces deux mots binaires se
base ici sur la calcul numerique des valeurs propres du systeme central choisi pour
implanter cette fonction logique. Certaines de ces valeurs propres seront ensuite
utilisees pour definir les valeurs des energies des etats constituant les blocs de lec-
B -. CIRCUITS SPECTRAUX QUANTIQUES 195
ture et d’alimentation.
Les valeurs propres du systeme central represente sur la figure 8.11a sont re-
presentees dans les neuf configurations non-equivalentes des entrees logiques sur la
figure 8.11b. Cette figure permet d’apprecier facilement comment les donnees α et
β controlent la position en energie des etats propres du systeme. Afin de realiser
une fonction logique necessitant un “1” logique dans la configuration des entrees
logiques associee a l’operateur Si(α)Sk(β), les blocs d’alimentation et de lecture
realisant cette fonction doivent contenir un etat d’energie egale a un etat propre
du systeme central dans cette meme configuration des entrees logiques.
Prenons par exemple la fonction S2. Cette fonction necessite une sortie lo-
gique egale a 1 dans les configurations S0(α)S1(β), S1(α)S1(β) et S2(α)S1(β).
Par consequent, les energies des trois etats constituant son bloc d’alimentation,
et de maniere identique son bloc de lecture, doivent etre chacune egale a l’energie
d’un des etats propres du systeme central pris dans chacune de ces trois configura-
tions. Ces valeurs peuvent par exemple etre les energies tracees en vert sur la figure
8.11b et appelees EiS2
. La meme methode est ensuite utilisee pour determiner les
valeurs des energies des etats des blocs d’alimentation et de lecture realisant les
fonctions C et S1. Une fois les parametres de chaque blocs identifies, des rotations
sont appliquees sur les sous-espace de chaque bloc afin de relocaliser partiellement
l’etat initial et les etats cibles. La topologie du systeme resultant de ces rotations
est representees sur la figure 8.11a et son Hamiltonien sur la figure 8.12. L’etat
initial est alors une superposition de trois etats :
|ψa〉 =1√3
(|φa1〉+ |φa2〉+ |φa3〉) (8.19)
permettant de calculer les trois fonctions en paralleles. Chaque etat cible est lo-
calise sur un seul etat de la base locale : |φbn〉. Le calcul numerique des fonctions
Tr(ρ(t)ρbn) confirme l’efficacite du controle de la frequence effective d’oscillation
sur chacun des etats cibles mais aussi la baisse de l’amplitude maximale de ces
fonctions qui atteint 144
pour Tr(ρ(t)ρb1) et Tr(ρ(t)ρb3) et 133
pour Tr(ρ(t)ρb2) (voir
figure 8.13).
196 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
a)
b)
Fig. 8.11 – CSQ realisant l’addition de deux mots de deux bits. a) Representationgraphique du systeme b) Valeurs propres du systeme central dans les differentesconfigurations des entrees logiques. Les valeurs tracees en vert sont utilisees pourconstruire les blocs d’alimentation et de lecture realisant la fonction S2, celle traceeen bleue C et en rouge S2.
B -. CIRCUITS SPECTRAUX QUANTIQUES 197
H(α) =
Ha1 V1
Ha2 V2
Ha3 V3
V †1 V1
V †2 H(α) V2
V †3 V3
V †1 Hb1
V †2 Hb2
V †3 Hb3
Ha1 = Hb1 =
|φi1〉
e k1 k2 k3
k1 e k3 k2
k2 k3 e k1
k3 k2 k1 e
e = −0.3827211
k1 = 0.0212993
k2 = 0.0174214
k3 = 0.0241039
V1 =
0 0 00 0 00 0 0ε 0 0
Ha2 = Hb2 =
|φi2〉( )e1 k1 k2
k1 e2 k3
k2 k3 e3
e1 = 0.3400733
e2 = 0.3536671
e3 = 0.3274795
k1 = 0.0117920
k2 = 0.0178103
k3 = 0.0083382
V2 =
0 0 00 ε 00 ε 0
Ha3 = Hb3 =
|φi3〉
e k1 k2 k3
k1 e k3 k2
k2 k3 e k1
k3 k2 k1 e
e = 4.415955
k1 = 0.176459
k2 = −0.060904
k3 = 0.0305614
V3 =
0 0 00 0 00 0 0ε 0 0
H(α) =
1 1 . . . . . . .1 1 α1 α2 1 . . . .. α1 4 . . . . . .. α2 . 4 . . . . .. 1 . . 0 2 . . .. . . . 2 2 β1 β2 1.85. . . . . β1 3 . .. . . . . β2 . 3 .. . . . . 1.85 . . −1
Fig. 8.12 – Hamilto-nien 31 × 31 realisantl’addition des deuxmots : W1 = α1, β1et W2 = α2, β2. Leparametre ε est egalici a 10−5.
198 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
Fig. 8.13 – Calcul numerique des fonctions Tr(ρ(t)ρb1), Tr(ρ(t)ρb2) et Tr(ρ(t)ρb3)pour les neufs configurations non equivalentes des entrees logiques et pour lesvaleurs des parametres donnes sur la figure 8.12. L’amplitude maximal de cesoscillations tombe a 1
44pour Tr(ρ(t)ρb1) et Tr(ρ(t)ρb3 et a 1
33pour Tr(ρ(t)ρb2). La
frequence effective d’oscillation va de 65 GHz a 65 MHz respectivement pour lessorties logiques egales a 1 et 0.
C -. PERFORMANCES DES ARCHITECTURES 199
C - Performances des architectures
Afin de mieux apprecier les avantages et les inconvenients des implantations
presentees ici, comparons les a l’architecture classique .
1 · Duplications des donnees d’entree
Le nombre d’elements commutants, necessaires a la realisation d’une fonction
logique, est un critere determinant de la complexite du systeme la realisant. Pre-
nons l’exemple de la fonction XOR de N entrees logiques. Dans une architecture
classique le circuit realisant cette fonction contient D = 3 2N−1− 2 transistors [2].
Pour realiser cette fonction, d’apres l’equation (8.4), un IQG n’a besoin que de
Dpair = N 2N2−1 elements commutants si M est pair et Dimpair = (3N + 1) 2
N−52 si
il est impair. Enfin nous avons vue qu’implantee dans un CSQ, cette fonction ne
necessite d’utiliser chacune des variables qu’une seule fois. La figure 8.14a permet
d’apprecier a quel point l’implantation classique necessite plus d’elements commu-
tants que les deux architectures quantiques.
La meme comparaison peut etre effectuee pour des operations plus complexes
comme l’addition de deux mots de N bits. Ici les CSQ necessitent 2N elements
commutant, et les IQG : 8N + 26N−115
. Enfin, suivant l’architecture classique, le
nombre de transistors necessaires pour realiser cette fonction est de 4 + 14N . Ces
trois fonctions sont representees sur la figure 8.14b. Bien que l’architecture CSQ
necessite moins de d’elements commutants que l’architecture classique, les IQG
sont ici moins performant que cette derniere. Ceci reflete le manque d’efficacite
des IQG, deja evoque a la section precedentes, pour les fonctions de plusieurs sor-
ties.
La limitation du nombre de fois ou apparaissent les entrees logiques dans les cir-
cuits quantiques, provient de l’effet non local que les elements commutants ont sur
la conductance du systeme. La ou un interrupteur classique n’affecte la conductivite
du systeme qu’entre les deux points qu’il relie, le changement d’un des parametres
du Hamiltonien peut diminuer la transparence electronique entre deux points et
l’augmenter entre deux autres, chose impossible dans une architecture classique.
200 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
a) b)
Fig. 8.14 – a) Nombre d’utilisation des entrees logiques pour la realisation d’unefonction XOR de N entrees logiques. Les architectures quantiques requierent lar-gement moins de duplication que l’architecture classique. b) Nombre d’utilisationdes entrees logiques pour la realisation d’un additionneur de deux mots de N bits.Bien que les CSQ soient plus performant que l’architecture classique, les IQG euxle sont nettement moins.
Que se soit dans un circuit classique ou quantique, la duplication des elements
commutants pose un probleme d’encombrement du circuit, les donnees logiques
devant etre apportees a tous les elements qu’elles controlent. De plus les transistors
[20, 21, 22] comme les groupements chimiques [23, 24, 25] ont besoin d’un apport en
energie pour pouvoir changer d’etat. Ainsi la limitation du nombre de duplications
des entrees entraıne une diminution de la consommation energetique du dispositif.
2 · Parallelisation du calcul
Nous n’avons eu cesse de le repeter, les differentes sorties d’une fonction lo-
gique de M -entrees/N -sortie, sont calculees en parallele. Au contraire du calcul
quantique qui propose de calculer simultanement la meme operation mais pour
des valeurs des donnees d’entree differentes, l’approche QHC permet de calculer
en parallele differentes fonctions logiques pour les meme valeurs des donnees d’en-
tree. Cette propriete etonnante provient de l’utilisation conjointe du principe de
superposition et de l’effet non local des entrees sur la trajectoire du systeme. Cette
C -. PERFORMANCES DES ARCHITECTURES 201
propriete permet egalement de limiter le temps de calcul d’une fonction complexe,
puisque les N bits de sortie sont calcule en une seule etape.
3 · Amplitude du signal de sortie
Nous avons vu au cours de ce chapitre que lorsque la complexite de la fonc-
tion logique augmente, l’amplitude des oscillations de sortie diminue fortement.
Cette diminution de l’amplitude est un des principal obstacle actuel de l’archi-
tecture QHC. Dans le cas des SQC, cette amplitude, A, est directement reliee
aux nombres d’etats, Na et Nb, sur lequel se developpe l’etat initial et l’etat cible
par : A = (NaNn)−1. Calculons par exemple A pour les fonctions usuelles de N-
entrees/1-sortie en fonction de N (voir figure 8.15a).
Seule la complexification du systeme central est a meme de limiter cette baisse
d’amplitude. Neanmoins cette complexification reste difficile a mettre en oeuvre
pour des systemes complexes puisque elle necessite leurs diagonalisations exactes.
Fig. 8.15 – Dimi-nution de l’amplitudedes oscillations effec-tives en fonction dunombre d’entrees, N ,des fonctions logiquessymetriques usuelles.
4 · Dimensions du systeme
Le point cle de l’electronique moderne est bien entendu la constante diminu-
tion de la taille des dispositifs. Il nous est possible d’evaluer cette taille pour les
202 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
implantations que nous avons propose. Prenons l’exemple de l’additionneur de
deux mots de N bits implantes dans un CSQ. Un tel systeme est constitue de12
[1 + 3N(4N + 2)
]etats formant les blocs de lecture et d’alimentation et (4N + 1)
etat formant le systeme central. Il est alors possible de moduler la conductance
entre differentes electrodes en utilisant simplement le systeme central, c’est a dire
en utilisant 4N + 1 etats.
Ce systeme doit etre connecte a 2(N + 1) electrodes. Supposons que ce sys-
teme soit circulaire, et supposons que deux electrodes doivent etre separees d’une
distance minimale de 1 nm (voir figure 8.16a). Un simple calcul montre alors que
sa surface doit etre superieure a (N+1)2
πnm2 [26, 27], qui est bien superieure a la
surface qu’occupe les 4N + 1 etats. La surface necessaire au calcul d’une fonction
donnee est donc limitee par des problemes de connexion du systeme aux electrodes
et non pas par les ressources fournies par le systeme central.
Cette surface d’implantation est neanmoins a comparer avec celle occupee par
une un tel additionneur realise avec de transistors, les 14N+4 transistors occupant
chacun une surface d’environ 100 nm2 [28]. La figure 8.16 montre clairement le gain
de surface entre les deux architectures.
D - Conclusion
En tirant profit des ressources de calcul offertes par le comportement quan-
tique du systeme, de nouvelles regles d’architectures ont etes elaborees. Basees
sur des representations polynomiales ou sous forme de distribution des expression
symboliques des fonctions logiques, ces architecture se revelent dans certain cas
bien plus performantes que leur homologue classique. Le nombre d’elements com-
mutants necessaire a la realisation d’un circuit quantique realisant une fonction
logique de N-entrees/M-sorties, peut etre restreint a N . Cette propriete vient de
l’effet non local que ces elements commutants ont sur la conductance du systeme.
En effet, au contraire d’un interrupteur classique qui n’affecte la conductance du
circuit qu’entre les deux points qu’il relie, le changement d’un des parametres d’un
circuit quantique affecte la transparence electronique de tout le systeme. Cet effet
D -. CONCLUSION 203
a) b)
Fig. 8.16 – a) La taille minimale d’un circuit n’est pas limitee par les ressourcesquantiques offertes par le systeme central mais pas les connexions necessairesau fonctionnement du dispositif. b) Surface occupee par un circuit classique etquantique realisant l’addition de deux mots de N bits. Bien que limitee par lesconnexions et les electrodes et le systemes central, l’architecture quantique occupeune place bien plus restreinte que l’architecture classique.
non-local permet egalement de calculer en parallele differentes fonctions logiques
pour les memes valeurs des entrees logiques. Neanmoins ces proprietes interessantes
s’accompagnent d’une baisse du signal de sortie que les architectures electroniques
actuelles ont su rectifier. Bien que problematique pour les systemes realisant des
fonctions extremement complexes, cette baisse du signal de sortie n’est pas suffi-
sante pour empecher la lecture de la sortie de la fonction dans la plupart des cas.
Enfin, due a des problemes d’interconnexion, nous avons montre que le principal
facteur limitant de l’approche QHC n’est pas la puissance de calcul fournie par le
systeme quantique mais bien celle accessible physiquement. La reduction en taille
des electrodes, utilisant par exemple des fils de liaisons pendantes sur une surface
de SiH comme presente au chapitre 7, devient alors un facteur primordial afin de
pouvoir acceder a toute la puissance de calcul offerte par un systeme quantique.
204 CHAPITRE 8. MONTEE EN COMPLEXITE
Bibliographie
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Conclusion
Lors de ce travail de these, nous avons propose differentes solutions pour im-planter une fonction Booleenne dans un systeme quantique. Les donnees logiquesd’entree sont encodees dans des parametres bien identifies du Hamiltonien du sys-teme. Cet operateur generant la trajectoire du systeme quantique dans son espacede Hilbert, un changement dans les donnees d’entree deforme cette trajectoire.Differentes caracteristiques de cette deformation peuvent alors etre utilisees pourencoder la sortie de la fonction logique.
Nous avons dans un premier temps etudie le cas ou cette sortie est encodeedans un critere de distance entre la trajectoire du systeme a un temps donne et unetat cible. La sortie etant egale a 1 lorsque la trajectoire du systeme atteint l’etatcible, et egale 0 lorsque elle appartient au sous-espace orthogonal a l’etat cible.Nous avons montre que pour y parvenir la trajectoire doit etre periodique. Nousavons alors propose une methode basee sur les proprietes des groupes cycliquesqui permet la realisation de fonction logiques. Bien que possible, cet encodage estextremement contraignant envers le systeme quantique et s’avere tres sensible auperturbations exterieures.
Les donnees de sorties ont ensuite ete encodees non pas dans un critere de dis-tance, mais de frequence. Explicitement, elles sont encodees dans la frequence ef-fective d’oscillation de la trajectoire du systeme dans la direction de l’etat cible. Un“1” logique est alors associe a une haute frequence et un “0” a une basse frequence.Cet encodage, relativement robuste vis-a-vis de perturbations exterieures, est large-ment moins contraignant que le precedent et permet l’implantation simple de fonc-tions logiques. Nous basant sur les proprietes du Hamiltonien effectif modelisantl’evolution du systeme dans le sous-espace de poids fort, nous avons propose deuxanalyses symboliques de la reponse frequentielle du systeme : soit en exprimant lafonction logique au travers d’un polynome, soit au travers d’une somme de distri-butions. Ces analyses symboliques permettent la construction quasi-immediate dusysteme quantique realisant une fonction logique donnee.
207
208 CONCLUSION
Les moyens de mesure des differents encodages des donnees de sortie ont en-suite ete etudies : la spectroscopie de battements quantiques pour la distance, et lecourant tunnel pour la frequence. La spectroscopie de battements quantiques estla seule technique donnant acces a la probabilite de presence du systeme dans unetat donne. Neanmoins, cette technique repose sur l’etude d’une famille d’objetsidentiques et s’eloigne du but initial de notre approche. Au vu des nombreusesdifficultes generees par l’encodage en distance, ce dernier a ete abandonne au pro-fit de celui en frequence moins problematique a mesurer. En effet la mesure ducourant tunnel au travers d’un objet unique est aujourd’hui chose courante. Lecalcul dependant du temps du coefficient de transmission permet de clarifier larelation existant entre la frequence effective d’oscillation du systeme et sa conduc-tance, lorsque ce dernier est connecte a plusieurs electrodes. Il est desormais clairque cette conduction offre en regime tunnel un reflet extremement fidele de lafrequence effective d’oscillation, permettant une lecture aisee de la sortie des fonc-tions logiques. Lorsque que le couplage entre les electrodes et le systeme centralaugmente, l’influence des continuums formes par les electrodes perturbe fortementla trajectoire du systeme et la lecture des sorties des fonctions logiques est com-promise.
L’analyse symbolique des systemes quantiques a alors ete appliquee a diffe-rents Hamiltoniens modelisant des systemes moleculaires simples. Ainsi, suivantles regles d’alternance de Dewar, le niveau de degenerescence des orbitales fron-tieres ou encore les transitions permises entre des etats de charges differentes, denombreuses fonctions logiques ont pu etre implantees dans une molecule unique.Afin de completer cette implantation d’autres systemes ont ete etudies, comme unfeuillet de graphene ou une surface semi-conductrice passivee, donnant des resul-tats d’ores et deja encourageants.
Enfin, notre analyse symbolique a ete appliquee aux cas des fonctions logiquescomplexes pour en tester les limites, les avantages et les inconvenients. Un pointparticulierement interessant ressortant de cette etude provient de l’effet non-localde chacune des entrees logiques et permet l’utilisation unique de chacune d’entreelles dans le circuit. Ceci differe grandement des implantations classiques ou chaquedonnee logique controle plusieurs transistors. Cette non localite permet egalementde calculer differentes fonctions logiques, dependant des memes variables, en pa-rallele. La ou le calcul quantique de Feynman et Deutsch permet de calculer lameme fonction logique pour differentes valeurs des entrees logiques, le calcul quan-tique Hamiltonien permet de calculer differentes fonctions logiques mais pour lameme valeur des entrees. Cette parallelisation permet par exemple d’eviter la pro-pagation de la retenue pour les additionneurs binaires. Il apparaıt donc que les
209
informations sont traitees de maniere differente par les systemes quantiques quepar les circuits classiques. Accompagnant ce meilleur traitement de l’information,une baisse consequente du signal de sortie ainsi qu’une diminution notable de larestauration des donnees d’entree sont observees lorsque la complexite de la fonc-tion logique augmente.
210 CONCLUSION
Perspectives
De nombreux points fondamentaux, en filiation directe avec ce travail de these,restent a etudier. En premier lieu, le declenchement de l’evolution dependente dutemps du systeme au travers de sa preparation dans un etat non stationnaire, bienque connu depuis le debut de la mecanique quantique, reste encore a clarifier. Eneffet cette preparation initiale fournit l’energie necessaire au fonctionnement desportes logiques [1] et par consequent pose des questions fondamentales sur la ther-modynamique du calcul [2, 3].
L’aspect thermodynamique se retrouve egalement dans le traitement de l’infor-mation faite par le systeme [4, 5]. En effet, la non-duplication des donnees logiquesd’entree en differents points du circuit a ete observee et expliquee de maniere suc-cincte sans reelle formalisation du probleme. Ni la quantite d’information encodeedans le systeme au travers de la modification du developpement de l’etat initialsur la base propre du systeme [6], ni la propagation de cette information au traversdu systeme et l’exploitation qu’il en fait, n’ont ete abordes en profondeur au coursde ce travail de these.
Une derniere question fondamentale reste en suspens. En effet l’efficacite del’encodage en frequence des sorties des fonctions logiques suppose une relationetroite entre le controle de la repulsion des valeurs propres d’une matrice Her-mitienne [7] et l’algebre de Boole. Il devrait etre possible de mettre a jour cetterelation en etudiant avec attention la localisation des valeurs propres d’une tellematrice [8, 9, 10].
Des questions d’implantations restent egalement sans reponse. La plus urgenteest sans doute la realisation experimentale d’une fonction logique, meme simple,dont la sortie serait encodee dans la conduction d’une molecule unique. Plusieurssolutions sont d’ores et deja a l’etude actuellement. Ensuite, des fonctions pluscomplexes doivent etre implantees dans des systemes physiques bien identifies.Pour cela plusieurs solutions se profilent deja : l’analyse symbolique du courantmesure, et non de la conductance, entre differentes electrodes au travers d’un hy-
211
212 PERSPECTIVES
drocarbure alternant fonctionnalise constitue une premiere solution. Neanmoins,nous avons vu que le controle non lineaire de la position des resonances du systemeconstitue un probleme de plus en plus epineux a mesure que la complexite de lafonction logique augmente. Il est alors peut etre preferable de s’orienter vers uncontrole lineaire de ces resonance qui peut etre obtenu par exemple par applicationd’un champ electrique. Enfin une meilleure comprehension du transport dans dessystemes plus larges comme les feuillets de graphene ou les surfaces de siliciumpassivees est toujours necessaire pour pouvoir y implanter des fonctions logiquesen se passant du fastidieux processus d’optimisation.
Les solutions aux problemes de diminution du signal de sortie et de restau-ration des donnees pour les systemes quantiques realisant des fonctions logiquescomplexes restent encore a trouver. Sans cela, nos systemes restent tres sensiblesau bruit exterieur et par la meme assez peu adaptes a la realisation de dispositifselectroniques [11]. En ce qui concerne l’amplitude du signal de sortie, le nombred’etats constituant les blocs d’alimentation et de lecture peut etre considerable-ment reduit en complexifiant le systeme central. Cette complexification peut sefaire directement au travers de la localisation des zeros des fonctions argumentsdes distributions de Dirac [12], ou en utilisant les proprietes d’isospectralites desgraphes de connexion [13, 14]. La faible restauration des donnees reste un pro-bleme inherent a notre approche. Une solution, deja etudiee ailleurs [15], consistea utiliser les plateaux de conduction observees sur les cartes de courant profitantdes effets capacitifs des jonctions tunnels.
Enfin le traitement dependant du temps de la conduction du systeme presenteeau chapitre 6, necessite encore d’etre developpe, prenant notamment en comptela densite d’etats des electrodes de maniere plus formelle. Le perfectionnementde ce traitement dependant du temps permettrait alors d’etudier des phenomenesinelastiques ou les interactions entre electrons au sein de la jonction tunnel. Cesphenomenes inelastiques, deja etudies au chapitre 7, peuvent egalement etre unesource fertile d’implantation de fonctions logiques tirant profit des proprietes dutransport a l’echelle d’une molecule unique. L’approche a un seul electron presenteici doit egalement s’etendre a une description multi-electronique tenant compte detous les electrons occupant le systeme. L’electron tunnel n’interagit alors plus avecdes OM mais avec des produits d’OM issus des determinants multi-electroniques.
Comme l’ecrit R. Landauer, a moins que la demande soit trop forte, une nou-velle technologie doit apporter d’enormes avantages pour deloger la technologiedeja en place [16]. L’electronique moleculaire permet une enorme diminution entaille des dispositifs electroniques. Avec les difficultes rencontrees dans la miniatu-
213
risation des dispositifs semi-conducteur, cette diminution en taille pourrait devenirune demande suffisamment forte pour que cette technologie emergente soit accepteemalgre les problemes qu’elle engendre. Ainsi le traitement quantique de l’informa-tion auquel nous donne acces l’electronique moleculaire doit rester un sujet derecherche actif afin de simplifier et ameliorer les implantations des portes logiquesque nous avons presentees lors de cette these.
214 PERSPECTIVES
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Representation de la trajectoire
des systemes quantiques
La trajectoire ρ(t) d’un systeme quantique comportant N etats est une matrice
hermitienne contenant N2 termes differents. En 1932 E. Majorana introduit une
transformation qui associe aux N elements de la fonction d’onde du systeme, N−1
points evoluant a la surface de la sphere de Riemann. Cette transformation mene a
des trajectoires complexes assez difficile a analyser. Independamment des travaux
de Majorana, F. Bloch definit en 1946 une transformation qui, a partir des elements
de la matrice densite d’un systeme a deux etats, construit la trajectoire d’un point
evoluant sur une sphere de Riemann. Cette transformation est identique a celle de
Majorana pour les systemes a deux etats. D’autres modes de representation ont
ete proposes depuis, neanmoins ces deux premiers offrent une interpretation plus
simple.
A - Representation de Bloch
1 · Systemes a deux etats
La matrice densite d’un systeme a deux etats dont l’evolution de la fonction
d’onde est donnee par : |Ψ(t)〉 = a1(t)|φ1〉+ a2(t)|φ2〉 s’ecrit comme :
ρ(t) =
(|a1|2 a∗1a2
a1a∗2 |a2|2
)(20)
les elements diagonaux sont appeles populations des etats |φa〉 et |φb〉 et les
elements hors diagonaux les coherences de ces deux etats. Les coordonnees de la
217
218 REPRESENTATION DES TRAJECTOIRES
trajectoire du systeme a travers son espace de Hilbert sont construites a partir des
elements de ρ(t). Pour cela definissons les generateurs infinitesimaux du groupe
special unitaire SU(2), appelees matrices de Pauli :
G1 =
(1 0
0 1
)G2 =
(0 −ii 0
)(21)
G4 =
(0 1
1 0
)G3 =
(1 0
0 −1
)(22)
Les operateurs |φi〉〈φj| peuvent alors se decomposer sur la base formee par ces
matrices comme :
|φ1〉〈φ1| = G1 +G3
2|φ2〉〈φ1| = G4 + iG2
2(23)
|φ1〉〈φ2| = G4 − iG2
2|φ2〉〈φ2| = G1 −G3
2(24)
En remplacant les operateurs |φi〉〈φj| par leurs expressions dans ρ(t) on obtient
directement :
ρ(t) =1
2(|a1|2 − |a2|2)G3 +
i
2(a∗1a2 − a1a
∗2)G2 +
1
2(a∗1a2 + a1a
∗2)G4 +
1
2G1 (25)
Les coordonnees de la trajectoire sont alors definies comme :
T =
X (t) = |a1|2 − |a2|2 = ρ11(t)− ρ22(t)
Y (t) = i(a∗1a2 − a1a∗2) = 2=[ρ12(t)]
Z(t) = (a∗1a2 + a1a∗2) = 2<[ρ12(t)]
(26)
Puisque |Ψ(t)〉 est de norme unite,√
X 2(t) + Y 2(t) + Z(2t) = |a1|2 + |a2|2 = 1.
La trajectoire evolue donc a la surface d’une sphere. Si maintenant |Ψ(t)〉 n’est pas
normee, en presence d’un continuum par exemple, la trajectoire peut entrer dans
la sphere et meme atteindre son centre si la fonction d’onde n’appartient plus a
l’espace |φa〉, |φb〉. Les points X = 1,Y = 0,Z = 0 et X = −1,Y = 0,Z =
A -. REPRESENTATION DE BLOCH 219
0 sont particulierement interessant puisque ils correspondent respectivement aux
etats |φa〉〈φa| et |φb〉〈φb|. Par consequent si la trajectoire atteint le point X =
−1,Y = 0,Z = 0 c’est que la probabilite de presence du systeme dans l’etat
|φb〉〈φb| est egale a 1. Ceci indique egalement que deux etats sont orthogonaux
si ils sont symetriques l’un de l’autre par rapport au centre de la sphere. Plus
generalement, en representant chaque etat par un vecteur reliant le centre de la
sphere et un point de la surface de cette sphere, la distance de Hilbert-Schmidt
entre deux etats, ρa et ρb est donnee par :
Dab = 1− Tr[ρaρb] = sin2(θ/2) (27)
ou θ est l’angle entre les deux vecteurs associees aux deux etats.
Oscillations de Rabi simples Les systemes a deux etats ont ete largement etu-
dies depuis les debuts de la mecanique quantique. Nous allons montrer en premier
les trajectoires les plus simples possibles generees par un Hamiltonien du type :
H =
|φa〉 |φb〉( )a αα b
Les expressions des valeurs propres et des vecteurs propres de ce systeme per-
mettent le calcul analytique de |ψ(t)〉 lorsque le systeme est par exemple initiale-
ment prepare sur l’etat |φa〉 :
|ψ(t)〉 =(
cos2(θ
2)e−iλ+t + sin2(
θ
2)e−iλ−t
)|φa〉+ cos(θ
2) sin(
θ
2)(e−iλ−t − e−iλ+t
)|φb〉(28)
avec tan θ = 2|α|a−b [2]. Les coordonnees de la trajectoire du systeme sur la sphere
de Bloch sont calculees a partir de la matrice densite ρ(t) = |ψ(t)〉〈ψ(t)| et sont
donnees par :
220 REPRESENTATION DES TRAJECTOIRES
Tab =
X (t) = (cos2 θ2− sin2 θ
2)2 + 4 cos2 θ
2sin2 θ
2cos(ωt)
Y (t) = 2 cos θ2
sin θ2
sin(ωt)
Z(t) = 2 cos θ2
sin θ2(cos2 θ
2− sin2 θ
2)(1− cos(ωt))
(29)
Ces trajectoires circulaires, representees sur la figure 17, ont ete calculees pour
differentes valeurs de a−b. Cette trajectoire appartient au plan (X ,Y ) uniquement
si cos2 θ2
= sin2 θ2. Si cette condition n’est pas respectee alors la trajectoire devie
de |φb〉, le plan auquel elle apparient formant alors un angle, µ avec le plan (X ,Y )
definit par :
tanµ =cos2 θ
2− sin2 θ
2
2 cos θ2
sin θ2
(30)
Fig. 17 – Trajectoires d’un sys-teme a deux niveaux dans les casa− b = 0, a− b = α/2, a− b = 5αet a−b = 15α. Seule la trajectoiredu cas ou a = b est resonante.Dans les trois autres cas l’ampli-tude maximale diminue et la tra-jectoire dans la sphere de Blochdevie de l’etat cible.
A -. REPRESENTATION DE BLOCH 221
Champ electrique variable : Rabi flopping oscillation Afin de presenter
des trajectoires plus complexes, etudions un systeme a deux etats lorsque celui ci
est plonge dans un champ electrique resonant variable. Initialement prepare sur
l’etat fondamental, la fonction d’onde decrivant l’evolution de ce systeme systeme
s’ecrit :
|Ψ(t)〉 = e−i∆t cos(Ωt)|φ1〉+ iei∆t sin(Ωt)|φ2〉 (31)
Les coordonnees de la trajectoire sont alors donnees par :
T =
X (t) = cos2(Ωt)− sin2(Ωt)
Y (t) = −2 cos(2∆t) cos(Ωt) sin(Ωt)
Z(t) = −2 sin(2∆t) cos(Ωt) sin(Ωt)
(32)
Le rapport entre Ω et ∆ determine alors l’allure de la trajectoire. L’exemple ci-
dessous est donne pour un rapport ∆Ω
= 7. Cette trajectoire est fermee car les
frequences des termes oscillants des trois coordonnees sont toutes commensurables.
Si elles ne l’etaient pas la trajectoire serait dense a la surface de la sphere.
222 REPRESENTATION DES TRAJECTOIRES
Plan X ,Y Plan X ,Z Plan Y ,Z
Fig. 18 – Evolution d’un systeme a deux etats soumis a un champ exterieur va-riable. La trajectoire, calculee a partir des elements de la matrice densite, evolue ala surface de la sphere de Bloch. La trajectoire est ici fermee puisque les frequencesdes termes oscillants des trois coordonnees sont toutes commensurables.
2 · Systemes a N etats et sphere de Bloch reduite
La representation de Bloch de la trajectoire des systemes quantiques, peut-etre
generalisee aux systemes comportant N etats. Cette trajectoire evolue alors a la
surface de la sphere de RN2−1 et est impossible a visualiser. Une coupe de cette
hypersphere est donc necessaire pour pouvoir representer l’evolution des systemes
quantiques comportant plus que deux etats. Cette coupe s’effectue en choisissant
deux etats parmi les N et en ne considerant que la restriction de ρ(t) au sous-espace
sous tendu par ces deux etats. La matrice densite complete :
A -. REPRESENTATION DE BLOCH 223
ρ(t) =
ρ11 ρ12 . . . ρ1N
ρ21 ρ22 . . . ρ2N
......
. . .......
. . . ρN−1,N
. . . . . . ρN,N−1 ρNN
(33)
donne ainsi naissance a la matrice densite restreinte sur les etats |φn〉〈φn| et
|φm〉〈φm| :
ρnm(t) =
(ρnn ρnm
ρmn ρmm
)(34)
A partir des elements de cette matrice, les coordonnees de la restriction de la
trajectoire dans le sous-espace de restriction sont donnees comme auparvant par
(26). Comme la condition ρ2nn+ρ2
mm = 1 n’est a priori pas respectee, la trajectoire
n’evolue pas forcement a la surface de la sphere de R3 et entre a l’interieur de
cette sphere des que la fonction d’onde se developpe sur le sous-espace orthogonal
a celui de restriction. Plusieurs points de la sphere sont alors interessant : X =
1,Y = 0,Z = 0 et X = −1,Y = 0,Z = 0 qui sont associes respectivement
aux etats |φn〉〈φn| et |φm〉〈φm| mais aussi X = 0,Y = 0,Z = 0 qui represente
n’importe quel etat appartenant a l’orthogonal du sous-espace de restriction. Les
points X = x > 0,Y = 0,Z = 0 representent des etats orthogonaux a |φm〉〈φm|et reciproquement les points X = x < 0,Y = 0,Z = 0 representent des etats
orthogonaux a |φn〉〈φn|.
Diffusion resonante via un etat discret Prenons un systeme a trois etats
couples en series dont le Hamiltonien est :
H =
|φa〉 |χ〉 |φb〉
0 W1 0
W1 ∆ W2
0 W2 0
(35)
224 REPRESENTATION DES TRAJECTOIRES
Cette situation se retrouve frequemment dans de nombreux domaine de la meca-
nique quantique aussi different que l’optique ou la chimie quantique. La resolution
de l’equation de Schrodinger donne l’evolution de la fonction d’onde decrivant l’etat
du systeme initialement prepare sur |φa〉 :
|Ψ(t)〉 =1
2
[ (e−i
∆2t(
cos2(θ)e−iΩ2t + sin2(θ)e−i
Ω2t)
+ 1)|φa〉
+(e−i
∆2t(
cos2(θ)e−iΩ2t + sin2(θ)e−i
Ω2t)− 1
)|φb〉
+ 2√
2i cos(θ) sin(θ)e−i∆2t sin(Ωt) |χ〉
](36)
avec cos(θ) =
√12
+ |∆|2√
∆2+4(W 21 +W 2
2 )et Ω =
√∆2 + 4(W 2
1 +W 22 ). Le sous-espace
d’interet etant supporte par |φa〉, |φb〉, seule la restriction de la matrice densite
a ce sous-espace n’est considere pour representer la trajectoire du systeme. Les
coordonnees de la trajectoire sont alors donnees par :
Tab =
X (t) = cos2(θ) cos(∆+Ω2t) + sin2(θ) cos(∆−Ω
2t)
Y (t) = cos2(θ) sin(∆+Ω2t) + sin2(θ) sin(∆−Ω
2t)
Z(t) = 12(cos4(θ) + sin4(θ)− 1) + cos2(θ) sin2(θ) cos(Ωt)
(37)
Pour donner un exemple precis, nous faisons l’hypothese que ∆ = 0. Alors cos2(θ) =
sin2(θ) = 12, et par consequent on trouve :
Tab =
X (t) = cos(Ω2t)
Y (t) = 0
Z(t) = 14(cos(Ωt)− 1) = 1
2(cos2(Ω
2t)− 1)
(38)
Dans ce cas la, la restriction de la trajectoire au sous-espace sous-tendu par les
etats |φa〉 et |φb〉 est donc une parabole (voir figure 19). La probabilite de presence
de l’etat |φb〉 est alors donnee par :
Pab(t) =1
2
[1− cos(Ωt)− 1
2sin2(Ωt)
](39)
A -. REPRESENTATION DE BLOCH 225
Le systeme atteint donc a la demi-evolution l’etat |φb〉 avec une probabilite de 1.
Le calcul des deux autres restrictions de la trajectoire du systeme se menent de
la meme maniere que celui ci, mais donne des trajectoires en forme de cardioıde
comme represente sur la figure 19.
A
B
Fig. 19 – Trajectoire d’un systeme a trois etats selon differentes restriction : A)Parabole obtenue par la restriction de la trajectoire sur |φa〉,|φb〉 B) Cardioıdeobtenue par la restriction sur |φa〉,|χ〉
226 REPRESENTATION DES TRAJECTOIRES
B - Representation de Majorana
Bien que plus ancienne et plus generale que la representation de Bloch, la
representation de Majorana est bien moins connue. Elle permet de representer la
trajectoire d’un systeme quantique quelque soit sa taille mais est en contre partie
assez difficile a apprehender. Prenons la fonction d’onde d’un systeme a N etats :
|Ψ〉 = a0|φ0〉+ a1|φ1〉+ . . .+ aN−1|φN−1〉 (40)
La representation de Majorana associe a cette fonction d’onde un polynome
P|Ψ〉(z) definit par :
P|Ψ〉(z) = a0B0 + a1B1 z + a2B2 z2 + . . . aN−1 BN−1 z
N−1 (41)
ou les coefficients Bi sont donnes par : Bi = (−1)N−i[
N !i!(N−i)!
]1/2
. Par consequent
l’etat |Ψ〉 peut etre associe au N −1 racines zi, possiblement complexes, de l’equa-
tion P|Ψ〉(z) = 0. Ces racines qui appartiennent au plan complexe, peuvent etre
representees sur une sphere unite par le biais d’une projection stereographique
inverse. Ce faisant les coordonnees de la racine zi sont donnees par :
Zi =
X = 11+|zi|2<[zi]
Y = 11+|zi|2=[zi]
Z = 11+|zi|2 (1− |zi|2)
(42)
Par consequent, la trajectoire d’un systeme quantique peut etre representee
par le mouvement de N − 1 points evoluant a la surface d’un sphere de Riemann.
De part la nature du polynome P|Ψ〉(z), le systeme atteint l’etat |φk〉 lorsque k
racines ont atteint le pole inferieur de la sphere. En effet le polynome associe a
l’etat |φN−1〉 est P|φN−1〉(z) = BN−1zN−1, les racines de ce polynome sont donnees
par zi = 0 quelque soit i. Par consequent apres projection stereographique, ces
racines se trouvent au centre du plan complexe et sont projetees au pole sud de la
sphere. De meme le polynome associe a l’etat |φN−2〉 est P|φN−2〉(z) = BN−2zN−2.
N − 2 racines de ce polynome sont donnees par zi = 0 et la derniere n’est pas
definie et est par consequent repoussee a l’infinie. Les N − 2 premieres sont donc
B -. REPRESENTATION DE MAJORANA 227
projetees au pole inferieur alors que la derniere se trouve projetee au pole superieur.
Diffusion resonante Le polynome associe au systeme traite pour illustrer les
trajectoires dans la sphere de Bloch reduite, avec ∆ = 0 et W1 = W2, est :
P|Ψ(t)〉(z) =√
3[
cos(Ω
2t) + 1
]z2 −
√3[ 1√
2sin(Ωt)
]z +
[cos(
Ω
2t)− 1
](43)
Les racines de ce polynome sont simplement :
λ± =
√32
sin(Ωt)±√
32
sin2(Ωt)− 4√
3(cos2(Ω2t)− 1)
2√
3(cos(Ω2t+ 1)
(44)
Ces racines, evoluant initialement dans le plan complexe sont projetees, par pro-
jection stereographique inverse, a la surface de la sphere et donne la figure 20. Pour
des valeurs de ∆ differente mais menant a une trajectoire resonante (voir chapitre
2) des trajectoires plus complexes sont obtenues comme on peut l’observer sur la
figure 21 qui est calculee pour ∆ =√
2.
Fig. 20 – Trajectoire de Majorana associe a un systeme a trois etats resonantspour ∆ = 0. Initialement positionnees au pole sud de la sphere, les racines sedeplacent vers le pole Nord et l’atteignent simultanement a la demi-periode.
228 REPRESENTATION DES TRAJECTOIRES
Fig. 21 – Trajectoire de Majorana associe a un systeme a trois etats resonants∆ =
√2. Initialement positionnees au pole sud de la sphere, les racines se deplacent
vers le pole Nord et l’atteignent simultanement a la demi-periode.
Nous avons presente dans cette annexe deux types de representations differentes
des trajectoires des systemes quantiques. La representation de Majorana est a
priori plus generale que celle de Bloch puisque elle ne necessite pas de restriction
de la matrice densite. Neanmoins la complexite des trajectoires qu’elle engendre
et le manque d’outils disponibles pour les caracteriser, nous poussent a continuer
d’utiliser la representation de Bloch. Cette derniere mene a des representations
qui, bien que partiales, demeurent faciles a interpreter.
Calcul des Esperances de D(t) et Ω
Nous presentons dans cette annexe le calcul des esperances des grandeurs D(t)
et Ω introduites au chapitre 3. Nous presentons ces calculs dans le cas ou les
variables aleatoires suivent une densite de probabilite uniforme sur [−π;π]. Ces
calculs ont egalement ete menes en supposant une densite de probabilite gaussienne
des variables aleatoires, donnant des resultats sensiblement equivalent. De part la
complexite de ces calculs, ils ne seront pas presentes ici.
C - Esperance de D(t)
Supposons que les variables aleatoires, sn, suivent une densite de probabilite
uniforme sur [−π, π], c’est a dire que :
fn(sn) =
1 si sn ∈ [−π, π]
0 sinon(45)
Dans ce cas l’esperance E(Pab(t)) s’ecrit comme :
E(Pab(t)) =1
(2π)N
∫ π
−πds1
∫ π
−πds2 . . .
∫ π
−πdsN (46)
N∑n=1
c2ni
2n + 2
N−1∑n=1
N∑m=n+1
cncminim cos((λn − λm)t+ η(sn − sm)t)
Le terme K =∑N
n=1 c2ni
2n est constant et ne depend pas des variables d’integrations
il peut donc etre traite a part.
229
230 CALCUL DES ESPERANCES DE D(T ) ET Ω
1
(2π)N
∫ π
−πds1
∫ π
−πds2 . . .
∫ π
−πdsNK = K (47)
Il ne reste alors que le terme :
I =1
(2π)N
∫ π
−πds1 . . .
∫ π
−πdsN
N−1∑n=1
N∑m=n+1
cncminim cos((λn − λm)t+ η(sn − sm)t
)
(48)
a evaluer. Puisque les sommes ne sont pas infinies, les symboles∫
et∑
peuvent
etre permutes, menant a :
I =1
(2π)N
N−1∑n=1
N∑m=n+1
cncminim
∫ π
−πds1 . . .
∫ π
−πdsN cos((λn − λm)t+ η(sn − sm)t)
(49)
En developpant le cosinus selon les regles de trigonometrie usuelle, il apparaıt dans
chaque element (i, j) de la somme les termes :
∫ π
−πds1 . . .
∫ π
−πdsi . . .
∫ π
−πdsj . . .
∫ π
−πdsN cos(η(si − sj)t) = 4(2π)N−2 1− cos(2πηt)
(ηt)2
∫ π
−πds1 . . .
∫ π
−πdsi . . .
∫ π
−πdsj . . .
∫ π
−πdsN sin(η(si − sj)t) = 0 (50)
Le premier terme peut etre mis en facteur donnant finalement pour I :
I =1
π2
1− cos(2πηt)
(ηt)2Q (51)
avec :
Q =N−1∑n=1
N∑m=n+1
cncminim cos((λn − λm)t) (52)
L’esperance de D(t) peut alors s’ecrire comme :
E(Pab(t)) = K +1
π2
1− cos(2πηt)
(ηt)2Q (53)
D -. ESPERANCE DE Ω 231
Cette expression peut etre simplifie en introduisant le sinus cardinal :
E(Pab(t)) = K + 2sinc2(πηt)Q (54)
Le meme calcul peut etre mene en prenant une densite de probabilite gaussienne
pour les sn. Ce calcul bien plus complexe que le precedent mene a : E(D(t)) =
K + e−(ηt)2Q. Le comportement de E(D(t)) est donc sensiblement le meme pour
ces deux differentes densite de probabilite.
D - Esperance de Ω
Dans le cas d’une densite de probabilite uniforme sur [−π, π], l’esperance de la
frequence Ω(η) est donnee par :
E(ω(η)) =1
(2π)N
∫ π
−πds1
∫ π
−πds2 . . .
∫ π
−πdsN1− |(λi + ηsi)− (λj + ηsj)|
=1
(2π)2
∫ π
−πdsi
∫ π
−πdsj|(λi − λj) + η(si − sj)| (55)
Dans le cas ou w = λi− λj est superieur a 2ηπ le terme |(λi− λj) + η(si− sj)| est
toujours du signe de w et l’integrale se resume a :
1
(2π)2
∫ π
−πdsi
∫ π
−πdsj(λi − λj) + η(si − sj) = w (56)
Dans le cas contraire on obtient :
1
(2π)2
∫ π
−πdsi
∫ π
−πdsj(λi − λj) + η(si − sj) =
1
(2π)2
∫ π+wη
−πdsi
[∫ wη
+si
−π(w + si − sj)dsj +
∫ π
wη
+si
(sj − w − si)dsj]
+1
(2π)2
∫ π
π−wη
dsi
∫ π
−π(w + si − sj)dsj (57)
232 CALCUL DES ESPERANCES DE D(T ) ET Ω
Bien que long ce calcul mene a :
1
(2π)2
(4wπ2 +
1
3η2(2ηπ − w)3
)(58)
L’esperance de la frequence d’evolution peut donc etre resumee comme :
E(ω(η)) = ω0 +1
(2π)2H(2πη − ω0)
(1
3η2(2ηπ − ω0)3
)(59)
ou H(x) est la fonction de Heavyside de la variable x. Ces meme calculs, menes une
densite de probabilite gaussienne des variables sn, sont extremement complexes et
leur resultat n’est guere different de celui-ci. Par consequent nous ne les presentons
pas ici.
Interferometres quantiques
generalises
Nous presentons dans cette annexe les portes logiques de deux entree implantees
dans un interferometre quantique generalise. Ces systemes sont construits a partir
des expressions polynomiales des fonctions logiques obtenues a partir des tables
de Karnaugh ponderees introduites au chapitre 5-B. Le systeme est alors construit
selon la methode exposee lors de ce chapitre. Nous ne presenterons pas la fonction
AND, dont l’implantation est triviale est deja donnee au chapitre 4.
Fig. 22 – Tables de Kar-naugh ponderees pourles fonctions Booleennesusuelles de deux variables.Les groupes rouges et legroupe vert ont un poids de+1, alors que le poids desgroupes bleus est −1.
233
234 INTERFEROMETRES QUANTIQUES GENERALISES
Fonction OR : R (α, β) = |α + β|
H =
|ψa〉 |φ1〉 |φ2〉 |ψb〉
E α β .α e . 1β . e 1. 1 1 E
Fig. 23 – Systeme quantique realisant une fonction OR. Les probabilites de pre-sence totale (trait plein) et effective (pointille) ainsi que les trajectoires dans lasphere de Bloch reduite montrent que dans la configuration O0, la trajectoire ef-fective reste sur l’etat |φa〉〈φa| alors que la trajectoire complete evolue dans le sousespace orthogonal a cet etat.
235
Fonction XOR : R (α, β) = |α− β|
H =
|ψa〉 |φ1〉 |φ2〉 |ψb〉
E α β .α e . 1β . e −1. 1 −1 E
Fig. 24 – Systeme quantique realisant une fonction XOR. Les probabilites depresence totale (trait plein) et effective (pointille) ainsi que les trajectoires dansla sphere de Bloch reduite montrent que dans les configurations OO et 11, latrajectoire effective reste sur l’etat |φa〉〈φa| alors que la trajectoire complete evoluedans le sous espace orthogonal a cet etat.
236 INTERFEROMETRES QUANTIQUES GENERALISES
Fonction NAND : R (α, β) = |1− αβ|
H =
|ψa〉 |φ1〉 |φ2〉 |ψb〉
E α 1 .α e . β1 . e −1. β −1 E
Fig. 25 – Systeme quantique realisant une fonction NAND. Les probabilites depresence totale (trait plein) et effective (pointille) ainsi que les trajectoires dansla sphere de Bloch reduite montrent que dans la configurations 11, la trajectoireeffective reste sur l’etat |φa〉〈φa| alors que la trajectoire complete evolue dans lesous espace orthogonal a cet etat.
237
Fonction NXOR : R (α, β) = |1− α− β|
H =
|ψa〉 |φ1〉 |φ2〉 |φ3〉 |ψb〉
E α 1 β .α e . . 1k . e . −1β . . e 1. 1 −1 1 E
Fig. 26 – Systeme quantique realisant une fonction NXOR. Les probabilites depresence totale (trait plein) et effective (pointille) ainsi que les trajectoires dans lasphere de Bloch reduite montrent que dans les configurations O1 et 10, la trajec-toire effective reste sur l’etat |φa〉〈φa| alors que la trajectoire complete evolue dansle sous-espace orthogonal a cet etat.
238 INTERFEROMETRES QUANTIQUES GENERALISES
Fonction NOR : R (α, β) = |1− α− β + αβ|
H =
|ψa〉 |φ1〉 |φ2〉 |φ3〉 |φ4〉 |ψb〉
E α 1 β α .α e . . . −11 . e . . −1β . . e . −1α . . . e β. −1 1 −1 β E
Fig. 27 – Systeme quantique realisant une fonction NOR. Les probabilites depresence totale (trait plein) et effective (pointille) ainsi que les trajectoires dansla sphere de Bloch reduite montrent que dans les configurations O1, 10 et 11, latrajectoire effective reste sur l’etat |φa〉〈φa| alors que la trajectoire complete evoluedans le sous-espace orthogonal a cet etat.
Expression Booleenne de la partie
imaginaire de Ω(E)
Nous avons donne au chapitre 2 l’expression de la frequence effective d’oscilla-
tion :
Ω = P( A
det(E −QHQ)
)∓ iπδ
(det(E −QHQ)
A)
(60)
L’implantation frequentielle de fonctions Booleennes, amene a negliger la partie
principale de cette expression et a poser que la fonction Booleenne realisee par le
systeme s’ecrive :
B(α, β) = δ
(det(E −QHQ(α, β))
A)
= δ (F (E,α, β)) (61)
Cette expression est difficile a apprehender puisque les donnees d’entrees sont
cachees dans une fonction prise comme argument d’une distribution. Pour mettre
a jour les proprietes de cette fonction, effectuons la transforme de Fourier de (61)
en posant F (E,α, β) = A−1det(E − h0(α, β)) :
F(T, α, β) =
∫ ∞
−∞e−2iπTEδ(F (E,α, β))dE (62)
La propriete des distributions :
∫ ∞
−∞f(x)δ
(g(x)
)dx =
∑i
f(xi)
|g′(xi)| (63)
ou les xi sont les racines simples de g(x), permet d’ecrire (62) comme :
239
240 EXPRESSION BOOLEENNE DE LA PARTIE IMAGINAIRE DE Ω(E)
F(T, α, β) =∑i
e−2iπTEi
|F ′(Ei, α, β)| (64)
ou les Ei, qui dependent bien sur de α et β, sont les racines de F (E,α, β). Les
deux parametres α et β ne pouvant prendre que les valeurs 0 ou 1, la fonctione−2iπTEi
|F ′(Ei,α,β)| peut etre discretisee sur ces valeurs. Cette discretisation est effectuee
sur une base de Kroenecker bi-dimensionnelle composee des fonctions de base :
δnαδmβ , qui ne sont egales a 1 que si α = n et β = m et qui valent 0 sinon. Le poids,
Fnm, de la fonction (62) sur la fonction de base δnαδmβ est donne par le produit
scalaire :
Fnm =
∫ ∞
−∞δnαδ
mβ
e−2iπTEi(α,β)
|F ′(Ei, α, β)|dαdβ =e−2iπTEi(n,m)
|F ′(Ei, n,m)| (65)
Le developpement de la transforme de Fourier de B sur la base des fonctions de
Kroenecker bidimensionnelle est alors :
F(T, α, β) =∑i
∑n,m
Fnmδnαδmβ (66)
La transforme de Fourier inverse donne alors le developpement de B sur la base
de fonctions de Kroenecker bidimensionnelle :
B(E,α, β) =
∫ ∞
−∞
∑i
∑n,m
δnαδmβ
1
|F ′(Ei, n,m)|e−2iπ(E−Ei(n,m))TdT
=∑n,m
δnαδmβ
∑i
1
|F ′(Ei, n,m)|δ(E − Ei(n,m)
)(67)
Pour faire intervenir les fonctions Booleennes elementaires, les fonctions de
Kroenecker bidimensionelles doivent etre exprimees en fonction de α, β et leur
complement logique. Pour cela, les equivalences :
δ0α = α δ1
α = α (68)
sont injectees dans l’expression des fonctions de Kroenecker bidimensionnelles, ce
qui donne les expressions :
241
B00 = δ0α1δ0α2
= α1 · α2 B01 = δ0α1δ1α2
= α1 · α2 (69)
B10 = δ1α1δ0α2
= α1 · α2 B11 = δ1α1δ1α2
= α1 · α2 (70)
L’expression de la fonction Booleenne B devient alors :
B(E,α, β) =∑n,m
Bnm∑Ei
1
|F ′(Ei, n,m)|δ(E − Ei(n,m)
)(71)
ou les Ei(n,m) etant les racines de A−1det(E − h0(α, β)) avec α = n et β = m. Il
est alors possible de reutiliser la propriete (63) pour ecrire cette derniere equation
comme :
B(E,α, β) =∑n,m
Bnm δ(F (E, n,m)
)(72)
242 EXPRESSION BOOLEENNE DE LA PARTIE IMAGINAIRE DE Ω(E)
Methode independante du temps
pour le calcul du T (E)
Bien que l’approche dependante du temps presente des avantages pour la com-
prehension des phenomenes ayant lieu au sein d’une jonction tunnel, on lui prefere
souvent une approche independante du temps plus facile en mettre en oeuvre [1].
Ces methodes proposent de calculer le coefficient de transmission, T (E), d’un elec-
tron d’energie E incident sur la barriere, en resolvant l’equation de Schrodinger
dependante du temps :
(H− EI
)|Ψ(E)〉 = 0 (73)
Les solutions de cette equation peuvent etre obtenues par de nombreuses manieres :
au travers des fonctions de Green [9, 2, 3, 10, 7] du systeme, du noyau de l’operateur
H−EI [12] ou de son determinant [11], ou encore par sa diagonalisation [4, 8]. Dans
cette derniere methode, baptisee ESQC [5, 6, 35], l’expression exacte du coefficient
de transmission est obtenue a l’aide de la matrice de transfert, t(E), reliant les
ondes incidentes et emergentes sur l’impurete (voir figure 28) :
[C(E)
D(E)
]= t(E)
[A(E)
B(E)
](74)
La matrice t(E) s’obtient a partir du propagateur spatialM(n,−n) reliant les am-
plitudes de Cn(E) et C−n(E) le long du circuit. L’expression deM(n,−n) s’obtient
alors en definissant les popagateurs spatiaux elementaire M(n, n − 2) et le pro-
pagateur effectif au travers de l’impurete, Meff(2,−1). L’existence des operateurs
non unitaires U(n, n− 1) definis par :
243
244 CALCUL DU T (E)
U(n, n− 1)−1 ·M(n, n− 2) ·U(n− 1, n− 2) = I (75)
permet d’ecrire : t(E) = U(2, 1)−1 · Meff(2,−1) · U(0,−1). L’expression du coeffi-
cient de transmission, T (E), est alors donne par :
T (E) =1
|t(E)11|2 (76)
Fig. 28 – Illustration du calcul du coefficient de transmission par la methodeESQC [4, 8]
245
Reprenons le cas ou chaque cellule des deux electrodes ne contient qu’un seul
etat. Dans ce cas, apres la diagonalisation du Hamiltonien du defaut, le Hamilto-
nien du systeme s’ecrit comme :
H =
| − 1〉 |0〉 |φ1〉 |φ2〉 . . . |φM〉 |1〉 |2〉
. . . hh e h
h e ε1 ε2 . . . εMε1 ω1 µ1
ε2 ω2 µ2...
. . ....
εM ωM µMµ1 µ2 . . . µM e h
h e h
h. . .
(77)
Les etats des electrodes sont notes |n〉 avec n = −∞, . . . , 0 pour la premiere et
n = 1, . . . ,∞ pour la seconde. Le defaut contient lui M etats propres, notes |φm〉.On definit alors les matrices :
M(n, n− 2) =
(E−eh−1
1 0
)U(n, n− 1) =
(eink e−ink
ei(n−1)k e−i(n−1)k
)(78)
avec cos(k) = (E−e)/2h. Le calcul du T (E) peut alors etre effectue suivant [4], et
donne pour ce systeme :
T (E) = ρ−2 C 2eff
∣∣∣det(Heff
)− he−ik[Tr(Heff
)− he−ik]∣∣∣−2
(79)
avec :
Heff =
(E − Eε Ceff
Ceff E − Eµ
) Eε = e+∑
mε2m
E−ωmEµ = e+
∑m
µ2m
E−ωmCeff =
∑m
εmµmE−ωm
246 CALCUL DU T (E)
Les parametres Eε et Eµ sont les energies effectives des deux derniers etats
des electrodes modifiees par la reflexion de l’onde electronique sur le defaut, le
couplage effectif, Ceff, reliant ces deux etats a travers la jonction. Le parametre
ρ =(dE(k)
dk
)−1= [2h sin(k)]−1 represente la densite d’etats electronique des elec-
trodes et provient de la relation de dispersion : E(k) = e+ 2h cos(k).
Les parametres ε2mE−ωm et µ2
m
E−ωm et Ceff sont clairement des projections du premier
ordre de l’operateur de deplacement du systeme [7] utilise pour controler la fre-
quence effective d’oscillation au chapitre 5. Il est donc evident que cette frequence
joue un role primordial dans le profil du T (E) et mais n’y apparait neanmoins pas
explicitement.
Bibliographie
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248 BIBLIOGRAPHIE
Liste des publications
N. Renaud et al , EnanoNewsLetter 8(2007) page 5Geometrical Approach of Quantum Hamiltonian Computer
Recent progresses in atomic-scale tech-nologies are opening the possibility tocontrol the intrinsic time evolution ofa unique quantum system like a singlemolecule. This evolution, described bythe time dependant Schrodinger equa-tion, can be used to realize a quan-tum logic gate. In one design studiedby Pico-Inside, the energy necessaryfor the quantum system to compute isbrought by the preparation of a non-stationary state, the data are encoded
directly in the Hamiltonian and the results of the calculation are measuredon the occupation probability of the system on the target states beforehanddefined.
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I. Duchemin, N. Renaud, C. Joachim, Chem. Phys. Lett. 452(2008) page 269A intramolecular digital 1/2-adder
Operating in a quantum regime, amolecule-digital 1/2-adder is presentedwith two NO2 conformational inputsand two tunnel current read-outs. Onlyfive valence molecular orbitals are com-puting while the 191 others determinethe chemical stability and orbital de-sign of the gate. Our gate is based onconstructive and destructive electronicinterferences through the molecule com-puting board to vary the electric resis-tance of the XOR and AND output
tunnel junction. A simple tight binding model shows that indeed a minimumof five quantum states is required to design a quantum 1/2-adder.
N. Renaud, C. Joachim Phys. Rev. A 78(2008) page 062316The design and stability of a NOR and NAND logic gates
By encoding the digital input of a clas-sical logic gate on the Hamiltonian ofa quantum system and driving the logicoperation by preparing it in the samenonstationary state whatever the input,NOR and NAND classical logic gatesare designed with a minimum of threequantum states.The outputs of one gateare obtained either by measuring thedistance between the periodic quantumtrajectory and the output target state,or by measuring the secular frequencyof the almost periodic trajectory in thetarget state direction. A comparison of
the stability to noise between the two approaches demonstrates that the fre-quency approach is more immune to random fluctuations in the Hamiltonianthan a distance control approach, opening the way to determine the logic outputusing a tunneling current passing through the gate.
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N. Renaud, et al, Chem. Phys. Lett. 472(2009) page 74A NOR-AND quantum running gate molecule
A [1-5]-dinitro-anthracene moleculeperforms a NOR or AND digital logicfunction depending of the polarity ofthe bias voltage applied to the molecule.Its design is based on the fact thata quantum system can demonstratea Boolean like dependent Rabi oscil-lation frequency while this frequencyis controlled by well identified para-meters of its Hamiltonian thereforeused as logic inputs for the logic gate.This quantum Hamiltonian computing(QHC) approach permits a systematicdesign of quantum driven classical logicgates whose quantum structure can bemapped on the electron p system of apolyaromatic molecule. The output of
such molecule logic gate is encoded in the tunnelling current I passing throughthe board of the molecule. Supposed to be interconnecter to two semi-infinitemettalic atomic wires, our NOR (AND) dinitro-anthracene molecule presentsa two orders of magnitude difference between its logic evels “‘1” and “0” asdemonstrated by calculating its full low current I(Θ1,Θ2) logic surface whereΘ1 and Θ2 are the NO2 conformation angles encoding for a classical “0” or “1”logic input on the molecule.
252 LISTE DES PUBLICATIONS
N. Renaud, C. Joachim Phys. Rev. A : soumis le 14 juin 2009A Symbolic Analysis of Quantum Hamiltonian Circuits.
The intrinsic time dependent evolutionof a quantum system is contro-led by well identified parametersα = α1, . . . , αN, of its HamiltonianH(α). Encoding the output of a classi-cal logic gate on the secular oscillationfrequency of this evolution, Booleanlogic functions are presented where theα are the logical inputs. Based on thepole of the H(α) resolvent, a symbolicapproach is proposed to design logicgates up to a 2×2 digital adder basedon a 31×31 H(α) matrix.
W.H. Soe, C. Manzano, N.Renaud, P. de Mendoza, A. de Sarkar, F. Ample,M. Hliwa, A. Echevaren, N. Chandrasekhar, C. JoachimScience en preparationA single moleule NOR gate with Au atom digits as classical inputs.
Single Au atoms were manipulated withthe tip of a STM towards the two naph-tyl branches of a single trinaphtylenemolecule absorbed on a Au(111) sur-face. One Au atom brought in contactwith the molecule act as one bit of in-formation. The NOR response was cha-racterized by means of tunnelling spec-troscopy.
Quantum Hamiltonian Computertoward a symbolic analysis of quantum circuits
Abstract :
The miniaturisation of electronic devices force us to propose solutions to keepincreasing computing power of processors when a single transistor will be imple-mented in a single molecule. We propose here to implement not a simple switchbut a complex Boolean function inside a single molecule following the QuantumHamiltonian Computing (QHC) approach. We present here several methods, basedfor exemple on the Karnaugh tables or on a symbolic analysis, to implement anyBoolean function in a quantum system. We demonstrate the innovative propertiesof such quantum circuits such as the non-duplication of the logical inputs at severalpoints of the circuit or the parallelisation of any set of logical functions. Based onthe symbolic analysis, several experimental set-ups are then proposed to embodysuch a calculator inside a single molecule inserted in a tunnel junction. One ofthose set-ups has been realized providing the first experimental proof of the QHCapproach feasability.
Calculateurs Quantiques Hamiltoniens
vers une analyse symbolique des circuits quantiques
Nicolas Renaud
sous la direction de Christian Joachim
These soutenue la 17 Novembre 2009 sur le Campus Gaston Dupouy auCentre d’Elaboration des Materiaux et d’Etudes Structurales (CEMES)
Resume :
La miniaturisation des composants electroniques nous poussent a anticiper le jourou chaque transistor sera implante dans une seule molecule. Pour continuer d’aug-menter la puissance de calcul des processeurs nous proposons ici d’implanter nonpas un simple interrupteur mais une fonction logique complexe dans une seulemolecule en suivant l’approche du calcul quantique Hamiltonien. Nous proposonsdans cette these differente methodes, par exemple basees sur les tables de Kar-naugh ou encore sur une analyse symbolique, pour implanter une fonction logiquedans un systeme quantique. Nous demontrons ainsi les innovations apportees parcette approche, comme la non-duplication des donnees logiques ou la parallelisa-tion de differentes fonctions logiques. En nous basant sur notre analyse symbolique,nous proposons differents schemas experimentaux, dont un a ete realise recemment,fournissant la premiere preuve experimentale de la faisabilite de notre approche.
Mots cles : Electronique moleculaire, fonction logique, calcul quantique, calculparallele, transport electronique, jonction tunnel.
Ecole doctorale : Science de la matiereSpecialite : Nanophysique
Centre d’Elaboration des Materiaux et d’Etudes Structurales
29 rue Jeanne Marvig, BP 94347, 31055 Toulouse Cedex 4 , France